本文采用同时测量内耗、模量及电阻的方法,对NiTi合金变温过程中所发生的正、反马氏体相变及可逆I/C相变进行了系统的研究。结果表明,变温马氏体相变及I/C相变过程中内耗均为粘弹性型内耗,是相界面在克服粘滞性阻力而运动时引起的。从界面动力学出发,研究了相变过程中界面的运动动力学行为。由实验数据求得了马氏体相变过程中界面动力学关系的具体表达式为:V=V*exp(—△G*/△G—△GR);相变过程内耗表达式为:Q-1=(n2)/2·(μ△G*)/((△G—△GR)2)·(dF)/(dT)·T/ω;相变阻力△GR约为10cal/mol的数量级。讨论了相变过程中的“软模”效应。马氏体相变过程中的模量“软化”来自声子模的软化和界面运动引起的附加模量亏损两个方面。
本文采用同时测量内耗、模量及电阻的方法,对NiTi合金变温过程中所发生的正、反马氏体相变及可逆I/C相变进行了系统的研究。结果表明,变温马氏体相变及I/C相变过程中内耗均为粘弹性型内耗,是相界面在克服粘滞性阻力而运动时引起的。从界面动力学出发,研究了相变过程中界面的运动动力学行为。由实验数据求得了马氏体相变过程中界面动力学关系的具体表达式为:V=V*exp(—△G*/△G—△GR);相变过程内耗表达式为:Q-1=(n2)/2·(μ△G*)/((△G—△GR)2)·(dF)/(dT)·T/ω;相变阻力△GR约为10cal/mol的数量级。讨论了相变过程中的“软模”效应。马氏体相变过程中的模量“软化”来自声子模的软化和界面运动引起的附加模量亏损两个方面。
在改装了的拉力试验机上,以不同的拉伸速率ε(0.79—18×10-5s-1)进行加、卸载试验,并用中间扭摆和四端电位法同时测量了Ni-49at％Ti合金丝在应力诱导I/C相变过程的内耗Q-1、模量M/M0、电阻率ρ/ρ0和应力-应变曲线。研究了应力循环和应变速率的影响。在Q-1-ε曲线上出现Q-1峰,而在f2-ε曲线上出现与之相对应的模量极小。内耗峰的高度Qp-1和模量亏损值均随ε增大而增大。根据界面动力学模型和内耗的实验数据,计算得应力诱导I/C相变过程界面的动力学关系为V=V*(△G—△GR)m,V*和m为动力学参数,△GR为相变过程中运动相界面所受的阻力,计算得△GR≈1cal/mol。讨论了内耗和模量亏损、软模效应之间的关系。
在改装了的拉力试验机上,以不同的拉伸速率ε(0.79—18×10-5s-1)进行加、卸载试验,并用中间扭摆和四端电位法同时测量了Ni-49at％Ti合金丝在应力诱导I/C相变过程的内耗Q-1、模量M/M0、电阻率ρ/ρ0和应力-应变曲线。研究了应力循环和应变速率的影响。在Q-1-ε曲线上出现Q-1峰,而在f2-ε曲线上出现与之相对应的模量极小。内耗峰的高度Qp-1和模量亏损值均随ε增大而增大。根据界面动力学模型和内耗的实验数据,计算得应力诱导I/C相变过程界面的动力学关系为V=V*(△G—△GR)m,V*和m为动力学参数,△GR为相变过程中运动相界面所受的阻力,计算得△GR≈1cal/mol。讨论了内耗和模量亏损、软模效应之间的关系。
经X射线光电子能谱(XPS)分析,在空气等离子体和氩等离子体作用下,(PET)表面上结合了不同的氮化合物。特别是在氩等离子体作用5min以后,N15出现双峰,表明PET表面上结合了氮的氧化官能团。通过低能氮离子和氩离子轰击PET表面的实验,证明这种N15双峰结构不是低能离子单独作用引起的。
经X射线光电子能谱(XPS)分析,在空气等离子体和氩等离子体作用下,(PET)表面上结合了不同的氮化合物。特别是在氩等离子体作用5min以后,N15出现双峰,表明PET表面上结合了氮的氧化官能团。通过低能氮离子和氩离子轰击PET表面的实验,证明这种N15双峰结构不是低能离子单独作用引起的。
本文讨论了在考虑基片各向异性因素时,声表面波在声栅上的Bragg衍射现象。理论分析时,将有关波式和不同模式之间的差别唯象地以它们对应的相速不同来表征之,而不具体讨论这些波式或模式的偏振特性。在分析时,与讨论声-光反常Bragg衍射情形一样采用二波近似,但不借助于引入对应于极化矢量那样的量,而直接由栅区声速分布给出各波式之间的耦合系数。由此而得出的“反常Bragg衍射”公式,与声-光情形下采用极化矢量概念给出的公式一一对应。由这些公式计算的结果,与实验结果良好地符合。
本文讨论了在考虑基片各向异性因素时,声表面波在声栅上的Bragg衍射现象。理论分析时,将有关波式和不同模式之间的差别唯象地以它们对应的相速不同来表征之,而不具体讨论这些波式或模式的偏振特性。在分析时,与讨论声-光反常Bragg衍射情形一样采用二波近似,但不借助于引入对应于极化矢量那样的量,而直接由栅区声速分布给出各波式之间的耦合系数。由此而得出的“反常Bragg衍射”公式,与声-光情形下采用极化矢量概念给出的公式一一对应。由这些公式计算的结果,与实验结果良好地符合。
本文应用准周期概念给出声表面波在线性调频声栅上Bragg衍射的透射函数。将一级衍射波的分布作为有限孔径内的已知分布。将求解透射区的一级声束的场分布问题作为求上述有限孔的衍射问题来处理。分析结果表明,对偏转声束来说,在Fresnel区存在一个Fraunhofer平面。线性调频声栅同时起两个作用:它既相当于一个等周期的声束偏转器,同时又是一个Fresnel透镜,在焦平面上的声场分布,是声栅出射平面上偏转声束幅度分布的Fourier变换。分析结果还表明:聚焦声轴随入射声波频率而平行移动。这一现象属首次发现,实验结果证实了上述理论分析预计。
本文应用准周期概念给出声表面波在线性调频声栅上Bragg衍射的透射函数。将一级衍射波的分布作为有限孔径内的已知分布。将求解透射区的一级声束的场分布问题作为求上述有限孔的衍射问题来处理。分析结果表明,对偏转声束来说,在Fresnel区存在一个Fraunhofer平面。线性调频声栅同时起两个作用:它既相当于一个等周期的声束偏转器,同时又是一个Fresnel透镜,在焦平面上的声场分布,是声栅出射平面上偏转声束幅度分布的Fourier变换。分析结果还表明:聚焦声轴随入射声波频率而平行移动。这一现象属首次发现,实验结果证实了上述理论分析预计。
本文给出量子光学中具有零或负扩散系数的Fokker-Planck方程的形式解,并讨论了在利用简并参量放大或简并四波混频过程产生压缩态中的应用及一些其它应用。
本文给出量子光学中具有零或负扩散系数的Fokker-Planck方程的形式解,并讨论了在利用简并参量放大或简并四波混频过程产生压缩态中的应用及一些其它应用。
本文采用量子态跃迁速率公式及能量和动量守恒定律,对简并四波混频进行了理论处理,推导出光子密度运动方程并得到精确解。对饱和现象(泵浦抽空)、非线性反射率随探测波的变化以及参量振荡等给出了令人满意的定量描述。得到了比以往的经典理论更完善的结果。
本文采用量子态跃迁速率公式及能量和动量守恒定律,对简并四波混频进行了理论处理,推导出光子密度运动方程并得到精确解。对饱和现象(泵浦抽空)、非线性反射率随探测波的变化以及参量振荡等给出了令人满意的定量描述。得到了比以往的经典理论更完善的结果。
巳研制成功200W平均输出功率、500W峰值功率的毫秒级脉宽的脉冲Nd:YAG激光器。对这种长脉宽脉冲Nd:YAG激光器的性能进行了研究,其理论分析与实验结果相符。
巳研制成功200W平均输出功率、500W峰值功率的毫秒级脉宽的脉冲Nd:YAG激光器。对这种长脉宽脉冲Nd:YAG激光器的性能进行了研究,其理论分析与实验结果相符。
本文报道输出能量约4mJ(功率约80kW)的连续可调谐远红外喇曼跃迁NH3激光器,调谐范围约覆盖发射谱从90到93μm的70％。分立K能级激光跃迁的连续调谐范围约为30GHz。文中给出了典型的实验结果,并进行了讨论。
本文报道输出能量约4mJ(功率约80kW)的连续可调谐远红外喇曼跃迁NH3激光器,调谐范围约覆盖发射谱从90到93μm的70％。分立K能级激光跃迁的连续调谐范围约为30GHz。文中给出了典型的实验结果,并进行了讨论。
本文用透射法EXAFS和IR,Raman光谱等手段研究了以P2O5,为基体的非晶态铜离子导体的微观结构,得出了非晶结构网络中存在[PO4]3-,[CuO4]6-,[CuO3I]5-,[PO3I]2-等四元骨架结构单元,Cu+在结构网络空隙中有两种不同的分布状况。并在此基础上对材料在50℃左右存在的二级相变及Cu+的其它传导性能进行了定性的描述。
本文用透射法EXAFS和IR,Raman光谱等手段研究了以P2O5,为基体的非晶态铜离子导体的微观结构,得出了非晶结构网络中存在[PO4]3-,[CuO4]6-,[CuO3I]5-,[PO3I]2-等四元骨架结构单元,Cu+在结构网络空隙中有两种不同的分布状况。并在此基础上对材料在50℃左右存在的二级相变及Cu+的其它传导性能进行了定性的描述。
我们发展了一种计算多孔和复合媒质直流电导率的第一性原理方法。本文具体讨论周期性多孔媒质直流电导率的理论计算。我们用幂级数展开法、Fourier级数展开高斯消去法和Fourier级数展开迭代法计算了许多二维多孔媒质的有效电导率,并采用改进的迭代法计算了Sierpinski地毯的直流电导率的临界指数。所有结果都与最新的实验结果符合相当好。
我们发展了一种计算多孔和复合媒质直流电导率的第一性原理方法。本文具体讨论周期性多孔媒质直流电导率的理论计算。我们用幂级数展开法、Fourier级数展开高斯消去法和Fourier级数展开迭代法计算了许多二维多孔媒质的有效电导率,并采用改进的迭代法计算了Sierpinski地毯的直流电导率的临界指数。所有结果都与最新的实验结果符合相当好。
在CT-6B托卡马克装置上,使用软X射线探测器阵列,测量了磁流体内破裂引起的温度锯齿扰动。经对扰动信号的幅度、周期、相位等分析,计算出不同半径处的平均电子热导系数。实验结果比新经典理论值大一个数量级,证明了CT-6B装置等离子体电子热导的反常性。实验表明,磁流体扰动明显加速能量输运,电子热导随扰动幅度增加而增加。
在CT-6B托卡马克装置上,使用软X射线探测器阵列,测量了磁流体内破裂引起的温度锯齿扰动。经对扰动信号的幅度、周期、相位等分析,计算出不同半径处的平均电子热导系数。实验结果比新经典理论值大一个数量级,证明了CT-6B装置等离子体电子热导的反常性。实验表明,磁流体扰动明显加速能量输运,电子热导随扰动幅度增加而增加。
利用旋转磁场驱动电流技术产生场反向磁场位形(FRC)。实验中未观察到任何等离子体不稳定性。FRC的寿命由所加旋转磁场的时间(40ms)决定。
利用旋转磁场驱动电流技术产生场反向磁场位形(FRC)。实验中未观察到任何等离子体不稳定性。FRC的寿命由所加旋转磁场的时间(40ms)决定。
本文用更为合理的“等效圆”模型修正了文献[1]和[2]中的弓形面积模型。
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本文给出一个判别非经典态光场的普遍方法,由之仔细讨论了两类有实际意义的单模非经典态光场(反聚束光场和压缩态光场)的非经典实质。
本文给出一个判别非经典态光场的普遍方法,由之仔细讨论了两类有实际意义的单模非经典态光场(反聚束光场和压缩态光场)的非经典实质。
我们在XeCl准分子激光多光子电离甲醛分子的研究中,获得了甲醛经过2+1和2+2光子共振激发过程而产生的母体离子和高能离解通道的离子CO+。在电子轰击和单光子电离中占优势的低能阈离解通道离子HCO+,由于态选择性激发的结果而未出现。
我们在XeCl准分子激光多光子电离甲醛分子的研究中,获得了甲醛经过2+1和2+2光子共振激发过程而产生的母体离子和高能离解通道的离子CO+。在电子轰击和单光子电离中占优势的低能阈离解通道离子HCO+,由于态选择性激发的结果而未出现。
低能离子束与表面相互作用主要呈现溅射、注入等现象。本文研究了在1.35keVN2+离子注入形成氮化硅的特性,并研究了注入和溅射的并存过程。在高剂量、低能(<10keV)注入的情况下,提出了有效剂量的概念,并建立了刻蚀速率、射程与有效注入剂量的关系。还用俄歇电子能谱(AES)、X射线光电子能谱(XPS)、透射电子显微镜(TEM)、背散射分析(RBS)测定了薄膜的有关特性。
低能离子束与表面相互作用主要呈现溅射、注入等现象。本文研究了在1.35keVN2+离子注入形成氮化硅的特性,并研究了注入和溅射的并存过程。在高剂量、低能(<10keV)注入的情况下,提出了有效剂量的概念,并建立了刻蚀速率、射程与有效注入剂量的关系。还用俄歇电子能谱(AES)、X射线光电子能谱(XPS)、透射电子显微镜(TEM)、背散射分析(RBS)测定了薄膜的有关特性。
本文报道由rf溅射技术将稀土元素Y掺入非晶硅,当掺Y浓度为20％左右时,获得了室温直流电导率为2×101Ω-1·cm-1的a-Si:H:Y合金膜。测量表明该合金膜是n型。变温电导测量指出,在测量温度范围内lnσ与l/T的关系可拟合于两条直线。对于衬底温度为260℃,290℃和330℃溅射的合金膜,其转折点分别出现在～70℃,～75℃和～90℃。这表明a-Si:H:Y合金膜存在两种电传导机制:在室温附近电子在Y施主杂质带内跳跃传导,在高温情况下电子在导带延展态内传导。并且得到Y施主杂质带中心处于导带Ec以下0.06—0.07eV。
本文报道由rf溅射技术将稀土元素Y掺入非晶硅,当掺Y浓度为20％左右时,获得了室温直流电导率为2×101Ω-1·cm-1的a-Si:H:Y合金膜。测量表明该合金膜是n型。变温电导测量指出,在测量温度范围内lnσ与l/T的关系可拟合于两条直线。对于衬底温度为260℃,290℃和330℃溅射的合金膜,其转折点分别出现在～70℃,～75℃和～90℃。这表明a-Si:H:Y合金膜存在两种电传导机制:在室温附近电子在Y施主杂质带内跳跃传导,在高温情况下电子在导带延展态内传导。并且得到Y施主杂质带中心处于导带Ec以下0.06—0.07eV。
本文讨论了自由多子尾被半导体深中心俘获的动力学。指出,当DLTS响应区被局限在尾区端部时,DLTS信号强度与多子脉冲宽度成正比。它可用于多子俘获截面(包括浅杂质浓度较高及多子俘获截面较大的情况)的测量。
本文讨论了自由多子尾被半导体深中心俘获的动力学。指出,当DLTS响应区被局限在尾区端部时,DLTS信号强度与多子脉冲宽度成正比。它可用于多子俘获截面(包括浅杂质浓度较高及多子俘获截面较大的情况)的测量。
本文发展了求解非周期势散射波函数的方法。对散射波函数进行的振幅与位相分析证实了这种方法的有效性。
本文发展了求解非周期势散射波函数的方法。对散射波函数进行的振幅与位相分析证实了这种方法的有效性。
本文探讨非晶态超导体的Tc与原子质量M之间的关系,发现在具有相同价电子数的同族元素中,超导Tc与原子质量的立方根成反比,即Tc∝l/M1/3。讨论了晶态超导体的Tc问题,其中包括高Tc氧化物超导体。
本文探讨非晶态超导体的Tc与原子质量M之间的关系,发现在具有相同价电子数的同族元素中,超导Tc与原子质量的立方根成反比,即Tc∝l/M1/3。讨论了晶态超导体的Tc问题,其中包括高Tc氧化物超导体。
本文研究了一维电子-晶格耦合系统中极化子的晶格振动,发现了两个新的定域振动模g6和g′6,它们分别在一定的耦合参量λ的范围内存在。本文还给出了各个定域振动模的频率和位形随λ的变化情况。
本文研究了一维电子-晶格耦合系统中极化子的晶格振动,发现了两个新的定域振动模g6和g′6,它们分别在一定的耦合参量λ的范围内存在。本文还给出了各个定域振动模的频率和位形随λ的变化情况。
本文用自洽迭代的方法研究了SSH模型中极化子的电子能谱。结果发现,除了禁带中两个在TLM模型中存在的深能级电子束缚态外,还存在四个浅能级的电子束缚态。它们形成分立的能级,并分别位于导带的顶部和底部以及价带的顶部和底部。价带顶和导带底的两个束缚态只在一定的耦合参量λ范围内出现。
本文用自洽迭代的方法研究了SSH模型中极化子的电子能谱。结果发现,除了禁带中两个在TLM模型中存在的深能级电子束缚态外,还存在四个浅能级的电子束缚态。它们形成分立的能级,并分别位于导带的顶部和底部以及价带的顶部和底部。价带顶和导带底的两个束缚态只在一定的耦合参量λ范围内出现。
对1/3 Landau填充因子的二维电子气体系,用迭代自洽的计算方法得到了局域电中性背景下的电荷密度分布。我们发现电荷密度分布与基态能量的尖角有密切的联系。
对1/3 Landau填充因子的二维电子气体系,用迭代自洽的计算方法得到了局域电中性背景下的电荷密度分布。我们发现电荷密度分布与基态能量的尖角有密切的联系。
本文通过等标度同普适类变换理论,使严格的重正化群递推方程得以直接应用。对伊辛模型的计算产生了四个不动点、四支临界面。对应于铁磁及反铁磁相变,其结果与已知的严格解及最好近似解一致。对于超反铁磁相变,本文提出临界曲面方程为—ch(h)=sh(2Kx)sh(2Ky)。
本文通过等标度同普适类变换理论,使严格的重正化群递推方程得以直接应用。对伊辛模型的计算产生了四个不动点、四支临界面。对应于铁磁及反铁磁相变,其结果与已知的严格解及最好近似解一致。对于超反铁磁相变,本文提出临界曲面方程为—ch(h)=sh(2Kx)sh(2Ky)。
通过改变格点规范理论的作用量,我们把Monte Carlo计算的“窗口”移到了耦合常数小于1的区域。这就提供了在较弱耦合下作Monte Carlo计算的另一种途径。在3.9≤β≤4.7区域内,在104格点上,我们计算了SU(2)规范的重整化群β函数及质量间隙,观察到类似于Wilson作用量的标度行为,估算出M≈(3.9±1.0)σ1/2。
通过改变格点规范理论的作用量,我们把Monte Carlo计算的“窗口”移到了耦合常数小于1的区域。这就提供了在较弱耦合下作Monte Carlo计算的另一种途径。在3.9≤β≤4.7区域内,在104格点上,我们计算了SU(2)规范的重整化群β函数及质量间隙,观察到类似于Wilson作用量的标度行为,估算出M≈(3.9±1.0)σ1/2。
大爆炸宇宙模型的成功说明宇宙有可能是创生出来的。宇宙究竟是创生于“无”,还是创生于真空涨落?这是目前正在热烈讨论的问题。本文提出宇宙创生于真空涨落的一种可能的方案。我们提出,在单圈近似下的真空涨落创生了原初暴涨宇宙—原初deSitter宇宙,这时SO11,SU14或E8×E8对称性成立。由于规范耦合常数g和Higgs场自耦合常数λ的渐近自由,将使得原初大统一破缺发生一级相变,相变时释放出的潜热化为宇宙的原初物质,以使宇宙升温到接近Planck温度。这样所创生的宇宙即由原初暴涨阶段过渡到以辐射为主的标准模型。此后,例如SU5GUT成立,在创生后的10-35秒,将发生熟知的第二次暴涨。
大爆炸宇宙模型的成功说明宇宙有可能是创生出来的。宇宙究竟是创生于“无”,还是创生于真空涨落?这是目前正在热烈讨论的问题。本文提出宇宙创生于真空涨落的一种可能的方案。我们提出,在单圈近似下的真空涨落创生了原初暴涨宇宙—原初deSitter宇宙,这时SO11,SU14或E8×E8对称性成立。由于规范耦合常数g和Higgs场自耦合常数λ的渐近自由,将使得原初大统一破缺发生一级相变,相变时释放出的潜热化为宇宙的原初物质,以使宇宙升温到接近Planck温度。这样所创生的宇宙即由原初暴涨阶段过渡到以辐射为主的标准模型。此后,例如SU5GUT成立,在创生后的10-35秒,将发生熟知的第二次暴涨。