谐振型Josephson隧道结在建立Josephson电压基准的工作中受到广泛的应用。本文从受迫振动的模型出发,运用磁耦合的边条件,对波导中的结作了处理,得到了和实验相符的结果。在实验中我们对波导系统的短路装置作了适当改进,减少了微波漏损并改善了短路条件。低温实验的结果表明这种改进是有效的。
谐振型Josephson隧道结在建立Josephson电压基准的工作中受到广泛的应用。本文从受迫振动的模型出发,运用磁耦合的边条件,对波导中的结作了处理,得到了和实验相符的结果。在实验中我们对波导系统的短路装置作了适当改进,减少了微波漏损并改善了短路条件。低温实验的结果表明这种改进是有效的。
本文报道了在微带线上进行的一种对比实验。实验结果证明了把谐振型Josephson隧道结安排在微带线上磁场较强处能获得较好的耦合。从而进一步支持了磁耦合的观点。
本文报道了在微带线上进行的一种对比实验。实验结果证明了把谐振型Josephson隧道结安排在微带线上磁场较强处能获得较好的耦合。从而进一步支持了磁耦合的观点。
在温度由零度直到Néel温度的范围内讨论了RbNiF3自旋波量子对的Raman散射谱。由一般的对称性原理及实验结果的分析导出磁性系统与辐射场相互作用哈密顿量的具体形式;应用推迟Green函数运动方程方法,得到散射截面的解析表达式;在自旋波量子对传播子中同时计入能量重正化和寿命的效应。最后,在适当的近似下用计算机作数值计算,在没有可调整参数的情况下得到了在Néel温度以下的Raman峰值位置和半宽度随温度的变化关系及各种温度下的Raman谱形,它们与实验结果符合得较好。
在温度由零度直到Néel温度的范围内讨论了RbNiF3自旋波量子对的Raman散射谱。由一般的对称性原理及实验结果的分析导出磁性系统与辐射场相互作用哈密顿量的具体形式;应用推迟Green函数运动方程方法,得到散射截面的解析表达式;在自旋波量子对传播子中同时计入能量重正化和寿命的效应。最后,在适当的近似下用计算机作数值计算,在没有可调整参数的情况下得到了在Néel温度以下的Raman峰值位置和半宽度随温度的变化关系及各种温度下的Raman谱形,它们与实验结果符合得较好。
本文用多通道量子数亏损理论分析计算了AlI原子的2D吸收谱。采取具有三个不同电离阈的三个分解通道的混合模型。在适当选择了与能量有关的参数μα,Dα以及转换矩阵元Uiα之后,计算了第一电离阈和第二电离阈之间的2D自电离谱,并与Roig的测量结果作了比较。利用上述参数延伸到分立能域,得到2D能级的里德伯系列及其振子强度值。其结果与Lin和Weiss的分析以及相关的实验相符。
本文用多通道量子数亏损理论分析计算了AlI原子的2D吸收谱。采取具有三个不同电离阈的三个分解通道的混合模型。在适当选择了与能量有关的参数μα,Dα以及转换矩阵元Uiα之后,计算了第一电离阈和第二电离阈之间的2D自电离谱,并与Roig的测量结果作了比较。利用上述参数延伸到分立能域,得到2D能级的里德伯系列及其振子强度值。其结果与Lin和Weiss的分析以及相关的实验相符。
本文在文献[1]的基础上讨论了复合的电子束扫描系统象差的动态校正问题。讨论了采用不同的电磁多极场作为动态校正器的可能性。推导了圆形校正透镜、偏转校正场和四极、六极校正场引起的附加象差的公式。由此证明了由这种圆形校正透镜、偏转校正场和四极校正场等组成的动态校正系统在一定条件下可以消除复合的电子束扫描系统中大多数的三级偏转象差。
本文在文献[1]的基础上讨论了复合的电子束扫描系统象差的动态校正问题。讨论了采用不同的电磁多极场作为动态校正器的可能性。推导了圆形校正透镜、偏转校正场和四极、六极校正场引起的附加象差的公式。由此证明了由这种圆形校正透镜、偏转校正场和四极校正场等组成的动态校正系统在一定条件下可以消除复合的电子束扫描系统中大多数的三级偏转象差。
用金刚石对顶砧高压显微光谱系统在高达66kbar的流体静压力和光谱波段为400—900nm范围内,用透射光干涉谱法测量了非晶态As2S3(a-As2S3)的光学折射率n与压力p以及波长λ的变化关系。a-As2S3的折射率对压力极为敏感,在波长为650nm,压力从1bar变到66kbar时,它增加35％。在计算机上用最小二乘法对实验点进行拟合的结果得到:对某一波长λ来说,遵循n(P)=n(0)+Ap+Bp2的非线性关系。其中n(p)和n(0)是p压和常压下的折射率,A和B是与波长有关的系数,文中给出了A和B的具体参数。这个关系与Weinstein和Galkiewicz等人公布的n(p)和p之间遵循线性关系不同。
用金刚石对顶砧高压显微光谱系统在高达66kbar的流体静压力和光谱波段为400—900nm范围内,用透射光干涉谱法测量了非晶态As2S3(a-As2S3)的光学折射率n与压力p以及波长λ的变化关系。a-As2S3的折射率对压力极为敏感,在波长为650nm,压力从1bar变到66kbar时,它增加35％。在计算机上用最小二乘法对实验点进行拟合的结果得到:对某一波长λ来说,遵循n(P)=n(0)+Ap+Bp2的非线性关系。其中n(p)和n(0)是p压和常压下的折射率,A和B是与波长有关的系数,文中给出了A和B的具体参数。这个关系与Weinstein和Galkiewicz等人公布的n(p)和p之间遵循线性关系不同。
本文用X射线衍射和差热分析方法对La-Ga二元系相图的富Ga部份进行了研究。发现在La-Ga系相图的富Ga部份存在着一包晶反应,形成一新的金属互化物,其均匀范围很窄。确定了这一新化合物为LaGa6,属四方晶系,空间群为P4/nbm,点阵常数α=6.1041?,c=7.7052?。另外还发现LaGa2这一金属互化物存在着一个相区,其均匀范围为66.7A/0 Ga到71.6A/0 Ga。在这一相区内,点阵常数α随Ga含量的递增而增大,c随之减少。论证了这一固溶体系由一对Ga原子无序地替代一个La原子的结果。
本文用X射线衍射和差热分析方法对La-Ga二元系相图的富Ga部份进行了研究。发现在La-Ga系相图的富Ga部份存在着一包晶反应,形成一新的金属互化物,其均匀范围很窄。确定了这一新化合物为LaGa6,属四方晶系,空间群为P4/nbm,点阵常数α=6.1041?,c=7.7052?。另外还发现LaGa2这一金属互化物存在着一个相区,其均匀范围为66.7A/0 Ga到71.6A/0 Ga。在这一相区内,点阵常数α随Ga含量的递增而增大,c随之减少。论证了这一固溶体系由一对Ga原子无序地替代一个La原子的结果。
本实验测量了一系列不同厚度的掺杂的n型非晶硅样品。每个样品的电导率-温度曲线在室温以上都出现三个激活能和两个转折点。180—250℃的热处理能引起转折点的位置向高温移动。样品越薄移动的距离越大。而在极薄的样品中,此种移动甚至在室温下自发产生。改变测量电压Vs会引起中温和高温激活能的变化。电场的这种影响在厚样品中显得很强,随着样品的减薄而转弱。本文还讨论了解释这些现象的模型。并用计算机描图等方法进行了比较成功的验证。
本实验测量了一系列不同厚度的掺杂的n型非晶硅样品。每个样品的电导率-温度曲线在室温以上都出现三个激活能和两个转折点。180—250℃的热处理能引起转折点的位置向高温移动。样品越薄移动的距离越大。而在极薄的样品中,此种移动甚至在室温下自发产生。改变测量电压Vs会引起中温和高温激活能的变化。电场的这种影响在厚样品中显得很强,随着样品的减薄而转弱。本文还讨论了解释这些现象的模型。并用计算机描图等方法进行了比较成功的验证。
从Collins衍射积分理论出发,用增广的4×4阶变换矩阵元表示衍射积分的核,得出了失调光学系统的衍射积分公式。
从Collins衍射积分理论出发,用增广的4×4阶变换矩阵元表示衍射积分的核,得出了失调光学系统的衍射积分公式。
使用激发探测技术测定了在二氯乙烷和碘乙烷溶液中有机染料BDN的基态恢复时间,实验中整个脉冲串的积分透射是作为激发、探测脉冲间延迟时间的函数测定的。所用的脉冲串是由被动锁模的Nd:YAG激光器产生的。实验结果与可漂白染料三能级模型速率方程的解相一致。
使用激发探测技术测定了在二氯乙烷和碘乙烷溶液中有机染料BDN的基态恢复时间,实验中整个脉冲串的积分透射是作为激发、探测脉冲间延迟时间的函数测定的。所用的脉冲串是由被动锁模的Nd:YAG激光器产生的。实验结果与可漂白染料三能级模型速率方程的解相一致。
本文在准线性理论基础上考虑随机磁场对波驱动电流的影响,计算了随机磁场对波驱动的电流、波的共振耗散功率及波驱动电流的效率的修正。结果表明,在等离子体的中心区和梯度区其效应是不同的。对高相速、宽谱情形,这种效应是重要的。
本文在准线性理论基础上考虑随机磁场对波驱动电流的影响,计算了随机磁场对波驱动的电流、波的共振耗散功率及波驱动电流的效率的修正。结果表明,在等离子体的中心区和梯度区其效应是不同的。对高相速、宽谱情形,这种效应是重要的。
对κ=0的共形平直时空,由共形反常迹计算了物质场真空的单圈项对有效作用量的贡献,得到一个避免宇宙奇点的时间对称的反弹宇宙解。
对κ=0的共形平直时空,由共形反常迹计算了物质场真空的单圈项对有效作用量的贡献,得到一个避免宇宙奇点的时间对称的反弹宇宙解。
本文对Y3-xBixFe5O12石榴石型铁氧体(x=0,0.06,0.15,0.32,0.57,0.85,1.00)的穆斯堡尔谱进行了讨论。对此材料的居里温度随其Bi含量x的增加而升高的机理提出了初步看法。
本文对Y3-xBixFe5O12石榴石型铁氧体(x=0,0.06,0.15,0.32,0.57,0.85,1.00)的穆斯堡尔谱进行了讨论。对此材料的居里温度随其Bi含量x的增加而升高的机理提出了初步看法。
采用渡越时间法测量了PVCz-TNF电荷转移复合物薄膜载流子的迁移率。观察到电子和空穴在输运过程中的差异:电子的渡越时间是大致均一的。空穴的渡越时间有一个分布,在电场作用下迁移可用Scher-Montroll的理论处理;并观察到在低电场下(E5V/cm)迁移率为一恒定值。结合暗电导率的测量对该材料的非欧姆性电导的本质进行了讨论,认为在强电场下载流子迁移率和浓度都随电场增加而增大。
采用渡越时间法测量了PVCz-TNF电荷转移复合物薄膜载流子的迁移率。观察到电子和空穴在输运过程中的差异:电子的渡越时间是大致均一的。空穴的渡越时间有一个分布,在电场作用下迁移可用Scher-Montroll的理论处理;并观察到在低电场下(E5V/cm)迁移率为一恒定值。结合暗电导率的测量对该材料的非欧姆性电导的本质进行了讨论,认为在强电场下载流子迁移率和浓度都随电场增加而增大。
MULTAN法推引相角是以起始套反射开始逐轮进行迭代、扩大。由于起始套中的特殊反射包括确定原点的一般反射取值有限,所以一旦由它们组合的新反射的相角值有较大偏差时,就无法利用MULTAN的多解值特性从自身来缩小它,而只能依靠正切式中的其它项给以弥补。然而,当这种情况发生在相角推引的最初几步时,由于此时往往仅有很少几项参与运算,加之它们的|E|值较大,权也高,势必会左右全过程的成败。处置这类失败的可行办法应该是从分析收敛图入手,改换那些可疑的反射。本文在一个MULTAN-80失败的例子上进行了7项试验,其结果充分证实了这一切。
MULTAN法推引相角是以起始套反射开始逐轮进行迭代、扩大。由于起始套中的特殊反射包括确定原点的一般反射取值有限,所以一旦由它们组合的新反射的相角值有较大偏差时,就无法利用MULTAN的多解值特性从自身来缩小它,而只能依靠正切式中的其它项给以弥补。然而,当这种情况发生在相角推引的最初几步时,由于此时往往仅有很少几项参与运算,加之它们的|E|值较大,权也高,势必会左右全过程的成败。处置这类失败的可行办法应该是从分析收敛图入手,改换那些可疑的反射。本文在一个MULTAN-80失败的例子上进行了7项试验,其结果充分证实了这一切。
对氯苯甲酸哌啶(C12NOH14Cl)的晶体属正交晶系,空间群为P21 21 21,晶胞参数为a=11.490(6)?,b=10.462(5)?,c=9.928(5)?,晶胞内分子数z=4。用PW-1100四圆衍射仪收集强度数据,Patterson法确定了氯原子的位置,Fourier综合获得了全部非氢原子位置,用全矩阵最小二乘法修正结构,最终的偏离因子R=0.094。差值Fourier综合确定了氢原子的位置。利用氯原子的反常散射效应确定了绝对构型。
对氯苯甲酸哌啶(C12NOH14Cl)的晶体属正交晶系,空间群为P21 21 21,晶胞参数为a=11.490(6)?,b=10.462(5)?,c=9.928(5)?,晶胞内分子数z=4。用PW-1100四圆衍射仪收集强度数据,Patterson法确定了氯原子的位置,Fourier综合获得了全部非氢原子位置,用全矩阵最小二乘法修正结构,最终的偏离因子R=0.094。差值Fourier综合确定了氢原子的位置。利用氯原子的反常散射效应确定了绝对构型。