本文应用透射法和超显微法对用金缀饰后的LiNbO3和LiTaO3单晶体进行了直接观测,观察到两种晶体中亚晶界的三维面貌,对亚晶界进行了极图分析,并进一步用Frank公式进行了定量验证。通过对位错网及三叉亚晶界的分析,表明该类晶体中存在的位错的Burgers矢量是:最短点阵平移矢量——六角晶胞的基矢,次短点阵平移矢量——菱胞基矢1/3,以及再次短点阵平移矢量——菱胞短体对角线分1/3。
本文应用透射法和超显微法对用金缀饰后的LiNbO3和LiTaO3单晶体进行了直接观测,观察到两种晶体中亚晶界的三维面貌,对亚晶界进行了极图分析,并进一步用Frank公式进行了定量验证。通过对位错网及三叉亚晶界的分析,表明该类晶体中存在的位错的Burgers矢量是:最短点阵平移矢量——六角晶胞的基矢,次短点阵平移矢量——菱胞基矢1/3,以及再次短点阵平移矢量——菱胞短体对角线分1/3。
本文对用Co2+-Ti4+和Cu2+-Nb5+离子取代BaFe12O19单晶体中Fe3+离子进行了研究,以Bi2O3作为助熔剂生长出了BaFe12-2xCox2+Tix4+O19(x=0;0.04;0.09;0.13;0.27和0.68)以及BaFe12-x[Nb1/35+Cu2/32+]xO19(x=0;0.28;0.44和0.60)这两系列的单晶体,测定了100—300K温度范围内样品的磁化强度σ与单轴各向异性常数K1,我们发现,对Co2+-Ti4+取代的样品,当x≤0.09时,其σ与K1随x的增加而缓慢增加;当x>0.09时,其σ与K1随x的增加而迅速降低,至x=1.1时,K1变为零,对Nb5+-Cu2+取代的样品,其σ值在整个成份范围内基本保持不变,且有缓慢增加趋势;而K1值则随x增加而单调下降,提出了取代离子在M型六角铁氧体中可能的分布模型来解释我们的结果。
本文对用Co2+-Ti4+和Cu2+-Nb5+离子取代BaFe12O19单晶体中Fe3+离子进行了研究,以Bi2O3作为助熔剂生长出了BaFe12-2xCox2+Tix4+O19(x=0;0.04;0.09;0.13;0.27和0.68)以及BaFe12-x[Nb1/35+Cu2/32+]xO19(x=0;0.28;0.44和0.60)这两系列的单晶体,测定了100—300K温度范围内样品的磁化强度σ与单轴各向异性常数K1,我们发现,对Co2+-Ti4+取代的样品,当x≤0.09时,其σ与K1随x的增加而缓慢增加;当x>0.09时,其σ与K1随x的增加而迅速降低,至x=1.1时,K1变为零,对Nb5+-Cu2+取代的样品,其σ值在整个成份范围内基本保持不变,且有缓慢增加趋势;而K1值则随x增加而单调下降,提出了取代离子在M型六角铁氧体中可能的分布模型来解释我们的结果。
木文研究了Al2O3对B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl非晶态的形成和电学性能的影响,我们发现:加入适量的Al2O3后,无需借助液氮骤冷技术,直接将熔体倾倒在室温下的紫铜板上就很容易形成大块非晶锂离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3。Al2O3的加入使B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl的电导率有所降低,但在高温下不太明显,电导激活能略微升高,实验发现:Al2O3含量x=0.03是较合适的剂量,较容易形成大块非晶态,对电导率的影响也不大。
木文研究了Al2O3对B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl非晶态的形成和电学性能的影响,我们发现:加入适量的Al2O3后,无需借助液氮骤冷技术,直接将熔体倾倒在室温下的紫铜板上就很容易形成大块非晶锂离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3。Al2O3的加入使B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl的电导率有所降低,但在高温下不太明显,电导激活能略微升高,实验发现:Al2O3含量x=0.03是较合适的剂量,较容易形成大块非晶态,对电导率的影响也不大。
本文采用一种新的解析方法,讨论了激光等离子体中的共振吸收场结构与密度轮廓变陡的问题,得到了共振吸收场结构的解析表达式,由此推导得出的以初等函数表示的共振吸收系数,能在所有入射角的范围内都与计算机数值解相符合。另外,有关稳态密度轮廓变陡的解析计算,也正确地反映了有关实验及计算机模拟的结果。
本文采用一种新的解析方法,讨论了激光等离子体中的共振吸收场结构与密度轮廓变陡的问题,得到了共振吸收场结构的解析表达式,由此推导得出的以初等函数表示的共振吸收系数,能在所有入射角的范围内都与计算机数值解相符合。另外,有关稳态密度轮廓变陡的解析计算,也正确地反映了有关实验及计算机模拟的结果。
本文应用动力学方法计算了均匀非磁化等离子体的电子二级非线性密度涨落,得到了三波在等离子体中相互作用的三级非线性极化率X(3)和第四波K4=K1-K2+K3,ω4=ω1-ω2+ω3的散射功率,与通常的非相干汤姆逊散射相比,其散射信号要大得多,因此,相干四光子散射可以作为等离子体诊断技术的一个重要方法,本文还指出,文献[4]的结果是本文计算的一个简单情况。
本文应用动力学方法计算了均匀非磁化等离子体的电子二级非线性密度涨落,得到了三波在等离子体中相互作用的三级非线性极化率X(3)和第四波K4=K1-K2+K3,ω4=ω1-ω2+ω3的散射功率,与通常的非相干汤姆逊散射相比,其散射信号要大得多,因此,相干四光子散射可以作为等离子体诊断技术的一个重要方法,本文还指出,文献[4]的结果是本文计算的一个简单情况。
本文讨论了圆截面高比压等离子体关于高n气球模的稳定性,在高比压情况下,相应的极向磁场对气球模有相当强的驱动作用,从而严重影响了第二稳定区的结构,我们详细计算了不同剪切、不同压强梯度及不同极向场参数对气球模本征函数和本征频率的影响,这些结果比较完善地反映了圆截面环流器中理想磁流体气球模理论所预示的主要结论。
本文讨论了圆截面高比压等离子体关于高n气球模的稳定性,在高比压情况下,相应的极向磁场对气球模有相当强的驱动作用,从而严重影响了第二稳定区的结构,我们详细计算了不同剪切、不同压强梯度及不同极向场参数对气球模本征函数和本征频率的影响,这些结果比较完善地反映了圆截面环流器中理想磁流体气球模理论所预示的主要结论。
本文从单粒子模型出发,对自由电子激光放大器在小信号情形下的工作机理与参量特性进行了比较详细的分析与讨论,结果表明自由电子激光放大器实质上是电子束与快迴旋波的相互作用,而电子在轴向均匀静磁场及横向周期静磁场中运动的迴旋谐振条件对这种相互作用有重大的影响,本文对放大器的参量(如电子束的电压和电流密度、轴向及横向静磁场强度、横向静磁场波长等)与放大器的中心工作频率、放大带宽、小信号增益和放大电磁波的波数的关系进行了数值计算,并指出了最佳设计的途径,经过适当设计,自由电子激光放大器的小信号增益达到10-2厘米-1或1米的e倍距离并有足够的带宽是不难的。
本文从单粒子模型出发,对自由电子激光放大器在小信号情形下的工作机理与参量特性进行了比较详细的分析与讨论,结果表明自由电子激光放大器实质上是电子束与快迴旋波的相互作用,而电子在轴向均匀静磁场及横向周期静磁场中运动的迴旋谐振条件对这种相互作用有重大的影响,本文对放大器的参量(如电子束的电压和电流密度、轴向及横向静磁场强度、横向静磁场波长等)与放大器的中心工作频率、放大带宽、小信号增益和放大电磁波的波数的关系进行了数值计算,并指出了最佳设计的途径,经过适当设计,自由电子激光放大器的小信号增益达到10-2厘米-1或1米的e倍距离并有足够的带宽是不难的。
将物体视为一弹性连续介质,其中任一处在应变状态的体积元以一弹性偶极子模拟之,本文给出了它的等效偶极矩的表示式,并将其划分为与此体积元及其周围基体的固有性质有关的永久偶极矩和决定于介质所处的应变状态的感生偶极矩两部分,它们分别使弹性介质具有顺弹性和介弹性。本文给出了在各向同性的弹性连续介质中弹性偶极子所产生的位移场的表示式,以及在考虑到其他应力源的强度和偶极子矩间存在着相互弛豫作用的情况下,弹性偶极子与其他应力场间相互作用的式子,它是Kroner公式加上高级修正项,将此模型用于讨论熟知的Cottrell气团和两对称中心间的相互作用时,得到与前人一致且更为细致的结果。
将物体视为一弹性连续介质,其中任一处在应变状态的体积元以一弹性偶极子模拟之,本文给出了它的等效偶极矩的表示式,并将其划分为与此体积元及其周围基体的固有性质有关的永久偶极矩和决定于介质所处的应变状态的感生偶极矩两部分,它们分别使弹性介质具有顺弹性和介弹性。本文给出了在各向同性的弹性连续介质中弹性偶极子所产生的位移场的表示式,以及在考虑到其他应力源的强度和偶极子矩间存在着相互弛豫作用的情况下,弹性偶极子与其他应力场间相互作用的式子,它是Kroner公式加上高级修正项,将此模型用于讨论熟知的Cottrell气团和两对称中心间的相互作用时,得到与前人一致且更为细致的结果。
本文利用诱导SU(2)规范势Aμ=?μn×n的一些性质,从磁单极子的辐射电磁场强的已知表达式出发,构造出一个n场,使得由它得到的诱导势经约化之后得到的U(1)场强与磁单极子的辐射电磁场强一致。n得到之后,就得到SU(2)规范势,再经约化,就得到相等价的U(1)势,既然它的场强与磁单极子场强一致,它的U(1)势就是磁单极子的U(1)势,这个U(1)势是有奇异的(奇异弦),可以用分区表示的方法来避免它,当粒子静止时,这个势的结果与著名的吴-杨势一致。
本文利用诱导SU(2)规范势Aμ=?μn×n的一些性质,从磁单极子的辐射电磁场强的已知表达式出发,构造出一个n场,使得由它得到的诱导势经约化之后得到的U(1)场强与磁单极子的辐射电磁场强一致。n得到之后,就得到SU(2)规范势,再经约化,就得到相等价的U(1)势,既然它的场强与磁单极子场强一致,它的U(1)势就是磁单极子的U(1)势,这个U(1)势是有奇异的(奇异弦),可以用分区表示的方法来避免它,当粒子静止时,这个势的结果与著名的吴-杨势一致。
用McMillan方法,研究了具有-U中心的非简单金属薄膜与BCS超导体膜(S)夹层的邻近效应,分析表明,这种夹层的超导电性可以由于邻近效应而增强,从实验上探索这种S-U迭层材料以提高Tc是十分可取的。
用McMillan方法,研究了具有-U中心的非简单金属薄膜与BCS超导体膜(S)夹层的邻近效应,分析表明,这种夹层的超导电性可以由于邻近效应而增强,从实验上探索这种S-U迭层材料以提高Tc是十分可取的。
本文用X射线粉末照相法和差热分析法测定了Gd-Cu二元系合金相图,发现GdCu6在735℃发生同素异构转变。此合金系中共存在着四种金属互化物,即GdCu,GdCu2,GdCu5和GdCu6,金属互化物GdCu,在932℃同成份熔化;而GdCu,GdCu2和GdCu6分别在759℃,870℃和884℃由包晶反应形成,存在两个共晶反应,分别发生在32at％Cu668℃和92at％Cu875℃,无论是Gd在Cu中或是Cu在Gd中都没有可觉察的固溶度。
本文用X射线粉末照相法和差热分析法测定了Gd-Cu二元系合金相图,发现GdCu6在735℃发生同素异构转变。此合金系中共存在着四种金属互化物,即GdCu,GdCu2,GdCu5和GdCu6,金属互化物GdCu,在932℃同成份熔化;而GdCu,GdCu2和GdCu6分别在759℃,870℃和884℃由包晶反应形成,存在两个共晶反应,分别发生在32at％Cu668℃和92at％Cu875℃,无论是Gd在Cu中或是Cu在Gd中都没有可觉察的固溶度。
本文用X射线粉末衍射法,微差热分析法和金相显微观察,测定了Nd-Cu二元系合金相图。此合金系中共存在着五种金属间化合物,它们是:NdCu,NdCu2,NdCu4,NdCu5和NdCu6,化合物NdCu2,NdCu6分别在830℃,962℃同成份熔化;化合物NdCu,NdCu4,NdCu5,分别在602℃,853℃,916℃由包晶反应形成,有三个共晶反应,共晶点成份及其共晶反应温度分别为33at%Cu,478℃;74at%Cu,760℃;91at％Cu,874℃无论是Nd在Cu中或是Cu在Nd中都不存在可觉察到的固溶度,金属间化合物之间也不存在可觉察到的固溶度。
本文用X射线粉末衍射法,微差热分析法和金相显微观察,测定了Nd-Cu二元系合金相图。此合金系中共存在着五种金属间化合物,它们是:NdCu,NdCu2,NdCu4,NdCu5和NdCu6,化合物NdCu2,NdCu6分别在830℃,962℃同成份熔化;化合物NdCu,NdCu4,NdCu5,分别在602℃,853℃,916℃由包晶反应形成,有三个共晶反应,共晶点成份及其共晶反应温度分别为33at%Cu,478℃;74at%Cu,760℃;91at％Cu,874℃无论是Nd在Cu中或是Cu在Nd中都不存在可觉察到的固溶度,金属间化合物之间也不存在可觉察到的固溶度。
用中子衍射技术研究了Mn1.074Al0.871C0.055永磁合金的晶体结构和磁结构,Mn1.074Al0.871C0.055为四角体心结构,从中子衍射谱线的拟合结果可以看出:0.992Mn和0.008C占据(0,0,0)晶位;0.082Mn、0.87lAl和0.047C占据(1/2,1/2,1/2)晶位,在不同晶位上的Mn原子的磁矩沿c轴方向反平行排列,把这些结果与Mn1.09Al0.91二元合金的中子衍射结果相比较,可以解释Mn1.074Al0.871C0.055三元合金的磁性和机械性能都可获得明显提高的原因。
用中子衍射技术研究了Mn1.074Al0.871C0.055永磁合金的晶体结构和磁结构,Mn1.074Al0.871C0.055为四角体心结构,从中子衍射谱线的拟合结果可以看出:0.992Mn和0.008C占据(0,0,0)晶位;0.082Mn、0.87lAl和0.047C占据(1/2,1/2,1/2)晶位,在不同晶位上的Mn原子的磁矩沿c轴方向反平行排列,把这些结果与Mn1.09Al0.91二元合金的中子衍射结果相比较,可以解释Mn1.074Al0.871C0.055三元合金的磁性和机械性能都可获得明显提高的原因。
对半无穷厚晶体用推迟Green函数G(r),解出X射线在反射情形下的场值Dh,对有限厚晶体,用G(r)和超前Green函数G(a)能类似地求解,将这些结果与其它作者用Rie-mann函数或Fourier积分得到的结果作了比较,吻合是令人满意的。
对半无穷厚晶体用推迟Green函数G(r),解出X射线在反射情形下的场值Dh,对有限厚晶体,用G(r)和超前Green函数G(a)能类似地求解,将这些结果与其它作者用Rie-mann函数或Fourier积分得到的结果作了比较,吻合是令人满意的。
木文测量了光子能量为21.2eV,40.8eV和1486.6eV的光电子谱,得到了关于GaAs(110)解理面上银膜的价带能谱新数据,并得到金膜价带能谱的补充数据,蒸发的银膜和金膜的厚度范围为0.l?到1000?,实验上发现并讨论了下面的现象:GaAs(110)面上金膜和银膜的紫外价带光电子谱的强度与膜厚的关系曲线中出现极大峰。
木文测量了光子能量为21.2eV,40.8eV和1486.6eV的光电子谱,得到了关于GaAs(110)解理面上银膜的价带能谱新数据,并得到金膜价带能谱的补充数据,蒸发的银膜和金膜的厚度范围为0.l?到1000?,实验上发现并讨论了下面的现象:GaAs(110)面上金膜和银膜的紫外价带光电子谱的强度与膜厚的关系曲线中出现极大峰。
在含有悬浮颗粒的荧光物质溶液中,观测到由微颗粒散射引起的荧光增强现象,这种增强效应可能是由Rayleigh散射和Mie结构共振散射引起的。
在含有悬浮颗粒的荧光物质溶液中,观测到由微颗粒散射引起的荧光增强现象,这种增强效应可能是由Rayleigh散射和Mie结构共振散射引起的。
在只计入最近邻间相互作用的紧束缚近似下,计算了由两种面心立方金属组成的多层超薄共格结构(LUCS)的电子能谱和态密度。
在只计入最近邻间相互作用的紧束缚近似下,计算了由两种面心立方金属组成的多层超薄共格结构(LUCS)的电子能谱和态密度。