本文主要研究了具有单一高能离子分量的托卡马克等离子体扭曲模宏观不稳定性。它基本上模拟了中性束平行注入经过电离和电荷交换后在本底等离子体中维持一个稳恒等离子体流的物理过程。高能和本底都用无碰撞的Vlasov等离子体,并取了低频、小拉莫尔半径极限。由于主要考虑束-等离子体无耗散宏观不稳定性,故可用能量原理来分析。结果表明,高能离子束对本底等离子体的外部模没有影响,只影响内部扭曲模的增长率和扰动振幅。对适当选择的速度剖面,束能够完全稳定体系n≥2,m=1模,与Dunlap线性理论结果相反而与目前实验观测一致。m/n=1/1内部扭曲模增长率在所取得模型下随注入能量βb,注入功率Pbw,轴上安全因子q(0)和束速度的径向剖面分布参数S的不同而出现增稳、减稳及完全稳定的行为。适当选择S,在q(0)<0.924时,高能束能够稳定m/n=1/1模。
本文主要研究了具有单一高能离子分量的托卡马克等离子体扭曲模宏观不稳定性。它基本上模拟了中性束平行注入经过电离和电荷交换后在本底等离子体中维持一个稳恒等离子体流的物理过程。高能和本底都用无碰撞的Vlasov等离子体,并取了低频、小拉莫尔半径极限。由于主要考虑束-等离子体无耗散宏观不稳定性,故可用能量原理来分析。结果表明,高能离子束对本底等离子体的外部模没有影响,只影响内部扭曲模的增长率和扰动振幅。对适当选择的速度剖面,束能够完全稳定体系n≥2,m=1模,与Dunlap线性理论结果相反而与目前实验观测一致。m/n=1/1内部扭曲模增长率在所取得模型下随注入能量βb,注入功率Pbw,轴上安全因子q(0)和束速度的径向剖面分布参数S的不同而出现增稳、减稳及完全稳定的行为。适当选择S,在q(0)<0.924时,高能束能够稳定m/n=1/1模。
Rosenbluth等人曾建议在托卡马克外侧产生少量高能香蕉粒子就可以稳定气球模,使托卡马克过渡到第二稳定区运行。本文就设计了一种用电子迴旋共振加热(简称ECRH)在反应堆托卡马克中产生这样的高能电子的方法:在托卡马克外侧,主要沿小环θ方向射入一束具有有限N∥和某一合适频率ω的射频波,使波束主要在一个磁面附近的窄层内传播,利用高次谐频接力式加热把处于分布函数尾部的少量电子变成这样的高能电子。用各向异性弱相对论介电系数理论作数值计算发现,当N∥和ω取适当值时,寻常模和异常模都有明显的加热作用。
Rosenbluth等人曾建议在托卡马克外侧产生少量高能香蕉粒子就可以稳定气球模,使托卡马克过渡到第二稳定区运行。本文就设计了一种用电子迴旋共振加热(简称ECRH)在反应堆托卡马克中产生这样的高能电子的方法:在托卡马克外侧,主要沿小环θ方向射入一束具有有限N∥和某一合适频率ω的射频波,使波束主要在一个磁面附近的窄层内传播,利用高次谐频接力式加热把处于分布函数尾部的少量电子变成这样的高能电子。用各向异性弱相对论介电系数理论作数值计算发现,当N∥和ω取适当值时,寻常模和异常模都有明显的加热作用。
本文在碰撞区和无碰撞区之间的过渡区,就LAMEX和抛物线轮廓两种空间变化磁场磁镜,用Monte-Carlo模拟研究了粒子约束问题。在过渡区,粒子约束时间高于其它两区公式的外推值,并与磁镜比成正比关系。这一模拟还用自洽解的方法得到了密度轮廓,并研究了这一轮廓和等离子体参数的关系。
本文在碰撞区和无碰撞区之间的过渡区,就LAMEX和抛物线轮廓两种空间变化磁场磁镜,用Monte-Carlo模拟研究了粒子约束问题。在过渡区,粒子约束时间高于其它两区公式的外推值,并与磁镜比成正比关系。这一模拟还用自洽解的方法得到了密度轮廓,并研究了这一轮廓和等离子体参数的关系。
本文研究了室温下1—40kbar流体静压力范围内三元化合物半磁半导体Cd1-xMnxTe光吸收边的压力效应。实验结果给出:x-3eV/kbar的速率漂移,并具有10-5/kbar2量级的二级非线性系数;x≥0.5的样品,表观吸收边随压力增加向低能方向漂移,压力系数为α-5×10-3eV/kbar。高压下所研究的样品均有一从闪锌矿结构到NaCl结构的相变发生。这一相变可以是不可逆的,相变压力与样品组分有关,大致在25—40kbar范围内。根据半导体能带畸变势效应和晶体场理论模型估计了压力系数的理论值,讨论了不同压力系数的物理原因。
本文研究了室温下1—40kbar流体静压力范围内三元化合物半磁半导体Cd1-xMnxTe光吸收边的压力效应。实验结果给出:x-3eV/kbar的速率漂移,并具有10-5/kbar2量级的二级非线性系数;x≥0.5的样品,表观吸收边随压力增加向低能方向漂移,压力系数为α-5×10-3eV/kbar。高压下所研究的样品均有一从闪锌矿结构到NaCl结构的相变发生。这一相变可以是不可逆的,相变压力与样品组分有关,大致在25—40kbar范围内。根据半导体能带畸变势效应和晶体场理论模型估计了压力系数的理论值,讨论了不同压力系数的物理原因。
本文对Hg1-xCdxTe的低频吸收带,提出另一种解释。把Hg1-xCdxTe作为具有0—25％Cd(或Hg)替位杂质的HgTe(或CdTe)晶体,用格林函数计算含有一个Cd(或Hg)的HgTe(或CdTe)双原子链振动谱,进而讨论Hg1-xCdxTe混晶振动模的特性,结果表明Hg1-xCdxTe在k→0存在频率不趋于零的声学声子,它们有条件吸收远红外波段的光子,形成低频吸收带。它能说明已报道的实验上观察到的低频吸收带的主要特征,并表明对光学声子存在双模行为的其它混晶,在远红外吸收谱中很可能存在类似的低频吸收带。
本文对Hg1-xCdxTe的低频吸收带,提出另一种解释。把Hg1-xCdxTe作为具有0—25％Cd(或Hg)替位杂质的HgTe(或CdTe)晶体,用格林函数计算含有一个Cd(或Hg)的HgTe(或CdTe)双原子链振动谱,进而讨论Hg1-xCdxTe混晶振动模的特性,结果表明Hg1-xCdxTe在k→0存在频率不趋于零的声学声子,它们有条件吸收远红外波段的光子,形成低频吸收带。它能说明已报道的实验上观察到的低频吸收带的主要特征,并表明对光学声子存在双模行为的其它混晶,在远红外吸收谱中很可能存在类似的低频吸收带。
本文用中国第一台正电子湮没辐射一维角关联实验装置,测量了非晶锂离子导体B2O-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3(x=0.15;0.10;0.05)晶化过程中各条正电子湮没辐射的一维角关联曲线,并对归一化的电子动量分布进行了线形参数的计算,从其S参数同样能推测出该离子导体在晶化过程中缺陷浓度的变化。非晶离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3的实验结果表明,Al2O3组分不同,对非晶态样品在室温下一维角关联曲线的S参数亦无较大影响。完全晶化后,一维角关联曲线的S参数均有很大下降。在晶化过程最初期,无论Al2O3含量多少,S参数都明显略增;到晶化温度附近,仅对Al2O3含量较多的非晶,S参数反常增高。这些结果验证和补充了测正电子平均寿命得出的结论。由此初步证实了界面层有大量缺陷的物理图象。
本文用中国第一台正电子湮没辐射一维角关联实验装置,测量了非晶锂离子导体B2O-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3(x=0.15;0.10;0.05)晶化过程中各条正电子湮没辐射的一维角关联曲线,并对归一化的电子动量分布进行了线形参数的计算,从其S参数同样能推测出该离子导体在晶化过程中缺陷浓度的变化。非晶离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3的实验结果表明,Al2O3组分不同,对非晶态样品在室温下一维角关联曲线的S参数亦无较大影响。完全晶化后,一维角关联曲线的S参数均有很大下降。在晶化过程最初期,无论Al2O3含量多少,S参数都明显略增;到晶化温度附近,仅对Al2O3含量较多的非晶,S参数反常增高。这些结果验证和补充了测正电子平均寿命得出的结论。由此初步证实了界面层有大量缺陷的物理图象。
使用分区变分法计算了GaAs,GaP和GaAsxP1-x合金的能带。鉴于原胞内包含不同的原子,依据实际原子的大小,对不同原子球选用了不同的半径。晶体势用相应原子势的迭加势来计算。考虑到组成晶体时原子势场由于电子成键而产生畸变,因而在球外成键区选用了一些调整参数来调整势场,然后再用解析表式来逼近这种调整原子势。适当地选择调整参数使算得的能带同已知的实验值接近。对GaAs和GaP已算得了同实验结果符合的能带结构。使用所得的调整原子势进一步计算了GaAsxP1-x合金的能带。
使用分区变分法计算了GaAs,GaP和GaAsxP1-x合金的能带。鉴于原胞内包含不同的原子,依据实际原子的大小,对不同原子球选用了不同的半径。晶体势用相应原子势的迭加势来计算。考虑到组成晶体时原子势场由于电子成键而产生畸变,因而在球外成键区选用了一些调整参数来调整势场,然后再用解析表式来逼近这种调整原子势。适当地选择调整参数使算得的能带同已知的实验值接近。对GaAs和GaP已算得了同实验结果符合的能带结构。使用所得的调整原子势进一步计算了GaAsxP1-x合金的能带。
本文利用虚坐标方法研究了两个共线Kerr黑洞迭加的时空结构;首次得到了这种情况下视界以内的时空区域,并给出了2z0>(M12-a12)1/2+(M22-a22)1/2时内外无限红移面和奇点随z0变化的情况。由此我们可以看到,对于角动量平行及反平行的两个共线的全同Kerr解来说,当z0→(M2-a2)1/2时,尽管它们视界以外的时空结构分别趋于一个Kerr时空及一个Schwarzschild-NUT时空,但就整个时空结构而言,并非如此。同时,我们还可看到,当2z0>(M12-a12)1/2+(M22-a22)1/2时,Einstoin场方程存在无裸奇点(而不是没有奇点)的解。
本文利用虚坐标方法研究了两个共线Kerr黑洞迭加的时空结构;首次得到了这种情况下视界以内的时空区域,并给出了2z0>(M12-a12)1/2+(M22-a22)1/2时内外无限红移面和奇点随z0变化的情况。由此我们可以看到,对于角动量平行及反平行的两个共线的全同Kerr解来说,当z0→(M2-a2)1/2时,尽管它们视界以外的时空结构分别趋于一个Kerr时空及一个Schwarzschild-NUT时空,但就整个时空结构而言,并非如此。同时,我们还可看到,当2z0>(M12-a12)1/2+(M22-a22)1/2时,Einstoin场方程存在无裸奇点(而不是没有奇点)的解。
本文讨论了两种不同类型的模式耦合的一个哈密顿系统。在无耦合时,其中一类模式是描写相干三波相互作用的非线性振子,组成可积的哈密顿量。另一类模式是不变量。在耦合的一级近似下,我们证明了耦合将在相空间中引入共振区,共振条件与振子固有的线性频率、频率失谐以及振子振幅的非线性变化的谐波频率有关。
本文讨论了两种不同类型的模式耦合的一个哈密顿系统。在无耦合时,其中一类模式是描写相干三波相互作用的非线性振子,组成可积的哈密顿量。另一类模式是不变量。在耦合的一级近似下,我们证明了耦合将在相空间中引入共振区,共振条件与振子固有的线性频率、频率失谐以及振子振幅的非线性变化的谐波频率有关。
在对Logistic映象数值计算的基础上,我们分析了一维单峰映象的逆轨道结构,证明了不同参数处逆轨道总数N(n)随求逆次数n而变化的递推公式。借此解析地求得了在倍周期区中h(f)≡0;在U序列RLR21的m=3+2l周期点上h(f)=logαmp,其中αmp为方程αm-2αm-2-1=0的最大实根;在2j-1常和2j带交界处hj(f)=(1/2)jlog2,由此可得聚点μ∞处拓扑熵的标度指数t=0.449806…。在此基础上,我们还求得了混沌区的周期窗口,U序列RLaRb所对应的各点处的拓扑熵,以及hR*Q(f)=(1/2)hQ(f)的关系。证明是在M.S.S.规则和“*”乘法则的基础上进行的。所以本文的结果对一维单峰映象是普适的。
在对Logistic映象数值计算的基础上,我们分析了一维单峰映象的逆轨道结构,证明了不同参数处逆轨道总数N(n)随求逆次数n而变化的递推公式。借此解析地求得了在倍周期区中h(f)≡0;在U序列RLR21的m=3+2l周期点上h(f)=logαmp,其中αmp为方程αm-2αm-2-1=0的最大实根;在2j-1常和2j带交界处hj(f)=(1/2)jlog2,由此可得聚点μ∞处拓扑熵的标度指数t=0.449806…。在此基础上,我们还求得了混沌区的周期窗口,U序列RLaRb所对应的各点处的拓扑熵,以及hR*Q(f)=(1/2)hQ(f)的关系。证明是在M.S.S.规则和“*”乘法则的基础上进行的。所以本文的结果对一维单峰映象是普适的。
本文讨论了一种用四波混频系统通过单层和多层薄畸变介质传输图象的方法,并给出了单层和两层畸变介质时的消畸变实验结果。理论分析与实验结果是一致的。这种方法为解决通过厚畸变介质传输图象的问题提供了可能的途径。
本文讨论了一种用四波混频系统通过单层和多层薄畸变介质传输图象的方法,并给出了单层和两层畸变介质时的消畸变实验结果。理论分析与实验结果是一致的。这种方法为解决通过厚畸变介质传输图象的问题提供了可能的途径。
本文通过对不同组分LiNbO3晶体的α1/2-hν曲线的研究,肯定了3.8eV以下的吸收边的间接跃迁性质,并给出了三段直线的合理归属。根据LiNbO3的晶格常数随组分变化的情况,提出了能带结构随组分变化的设想,它解释了我们和Redfield等人有关吸收边的实验结果。
本文通过对不同组分LiNbO3晶体的α1/2-hν曲线的研究,肯定了3.8eV以下的吸收边的间接跃迁性质,并给出了三段直线的合理归属。根据LiNbO3的晶格常数随组分变化的情况,提出了能带结构随组分变化的设想,它解释了我们和Redfield等人有关吸收边的实验结果。
通过直接解真空区扰动磁面的边值问题,本文解析地研究了非闭合导壳对托卡马克中轴对称MHD模的反馈稳定性。我们取等离子体截面为椭圆,反馈系统由导壳和主动反馈线圈构成。结果表明,两块放在等离子体上下的导体块有很强的稳定作用;电阻壳可用以抑制高频模式,主动反馈线圈可用以稳定低频模式。
通过直接解真空区扰动磁面的边值问题,本文解析地研究了非闭合导壳对托卡马克中轴对称MHD模的反馈稳定性。我们取等离子体截面为椭圆,反馈系统由导壳和主动反馈线圈构成。结果表明,两块放在等离子体上下的导体块有很强的稳定作用;电阻壳可用以抑制高频模式,主动反馈线圈可用以稳定低频模式。
设计计算了以Al为底层的多层Al-C-O的太阳吸收涂层。运用直流磁控溅射制备了这种Al-C-O/Al吸收涂层。理论计算与实验测量的结果基本一致。经真空中烘烤后,涂层的Al-C-O/Al太阳吸收率α≈0.92,室温热发射率ε≈0.04,具有优良的光谱选择性。由于使用单个溅射靶,简化了溅射系统,提高了靶溅射的利用率。
设计计算了以Al为底层的多层Al-C-O的太阳吸收涂层。运用直流磁控溅射制备了这种Al-C-O/Al吸收涂层。理论计算与实验测量的结果基本一致。经真空中烘烤后,涂层的Al-C-O/Al太阳吸收率α≈0.92,室温热发射率ε≈0.04,具有优良的光谱选择性。由于使用单个溅射靶,简化了溅射系统,提高了靶溅射的利用率。
Westervelt远场参量阵理论表明,差频声压正比于它的降频比的平方,但对于近场,特别是到场点的距离比参量阵阵长小得可以忽略不计,但比发射换能器的瑞利长度大的情况下,结果应有所不同。本文将作者之一的理论用之于这种情况,得到了浅海参量阵的设计公式,这个公式给出的参量声压不是正比于f/f0的平方,而是正比于R0。此外,本文还对Moffett和Mellen的参量阵理论模型作了近似分析,得到了相同的设计公式,水池实验结果支持了本文的理论分析。
Westervelt远场参量阵理论表明,差频声压正比于它的降频比的平方,但对于近场,特别是到场点的距离比参量阵阵长小得可以忽略不计,但比发射换能器的瑞利长度大的情况下,结果应有所不同。本文将作者之一的理论用之于这种情况,得到了浅海参量阵的设计公式,这个公式给出的参量声压不是正比于f/f0的平方,而是正比于R0。此外,本文还对Moffett和Mellen的参量阵理论模型作了近似分析,得到了相同的设计公式,水池实验结果支持了本文的理论分析。
在匀速增加磁场的条件下测量了纯铁试样在退火和预应变时的低频内耗。结果表明,磁化过程中的动态内耗是一种与磁化场增加速率成正变关系,与测量频率成反变关系的粘弹性内耗。而稳态磁场下的内耗则与测量频率有正变关系。这与作者对镍的测量结果类似。结果还表明,预应变使这两种内耗减小,峰值移向高场。
在匀速增加磁场的条件下测量了纯铁试样在退火和预应变时的低频内耗。结果表明,磁化过程中的动态内耗是一种与磁化场增加速率成正变关系,与测量频率成反变关系的粘弹性内耗。而稳态磁场下的内耗则与测量频率有正变关系。这与作者对镍的测量结果类似。结果还表明,预应变使这两种内耗减小,峰值移向高场。
类金属原子的相对分布是过渡金属-类金属(TM-M)型非晶态合金结构中化学短程序的一个重要特征。本文根据这一思想定义了一个新的制作此类非晶态合金结构模型的判据,并使用此判据制作了几个组分和成分都各不相同的结构模型,分别模拟Ni64B36,Fe80B20,Ni81B19和Co81P19非晶态合金的结构。所得的各部分径向分布函数Gij(r)都与实验相符。将这些结果与前人的工作作了比较,并进行了讨论。
类金属原子的相对分布是过渡金属-类金属(TM-M)型非晶态合金结构中化学短程序的一个重要特征。本文根据这一思想定义了一个新的制作此类非晶态合金结构模型的判据,并使用此判据制作了几个组分和成分都各不相同的结构模型,分别模拟Ni64B36,Fe80B20,Ni81B19和Co81P19非晶态合金的结构。所得的各部分径向分布函数Gij(r)都与实验相符。将这些结果与前人的工作作了比较,并进行了讨论。
本文研究了光学变换中的离散取样问题。基于幺正变换的考虑,求得了光学变换中离散取样方法所依据的条件。导出了包含取样单元透光孔作用的光传播矩阵。最后,以自然序Walsh变换为例,具体计算了变换所需全息透镜的振幅与相位分布及相应的误差。
本文研究了光学变换中的离散取样问题。基于幺正变换的考虑,求得了光学变换中离散取样方法所依据的条件。导出了包含取样单元透光孔作用的光传播矩阵。最后,以自然序Walsh变换为例,具体计算了变换所需全息透镜的振幅与相位分布及相应的误差。
本文用时间积分谱的方法研究了快放电激励下He/Ar/Kr/F2混合气体中Kr2F*的动力学,探讨了Kr2F*形成的通道特性,理论分析和实验结果表明,在快放电激励下,三体碰撞过程KrF*+Kr+M→Kr2F*+M是形成Kr2F*的主要通道,而置换反应ArF*+Kr→KrF*+Ar又能有效地产生KrF*。实验测量了Kr2F*形成的有关速率常数。
本文用时间积分谱的方法研究了快放电激励下He/Ar/Kr/F2混合气体中Kr2F*的动力学,探讨了Kr2F*形成的通道特性,理论分析和实验结果表明,在快放电激励下,三体碰撞过程KrF*+Kr+M→Kr2F*+M是形成Kr2F*的主要通道,而置换反应ArF*+Kr→KrF*+Ar又能有效地产生KrF*。实验测量了Kr2F*形成的有关速率常数。