考虑到晶体的离散点阵结构,滑移只能在原子之间进行,因此位错中心永远没有原子,位错中心附近分摊到每个原子的离散弹性能量处处有限。在刚性位错假定下,直接应用位错弹性理论解析结果,求出了晶体直奇异位错等效内切半径及其随位错中心位置的周期变化。对于简单四方晶体中奇异螺型位错,一级近似与Peierls模型结果巧合。计算了fcc和bcc两种晶系中各种位错的自能和等效位错内切半径,并初步考虑了各向异性弹性效应。结果表明:位错滑移面不是几何平面,bcc螺型位错滑移面类似于蜂巢结构。指出了用这种离散弹性方法进一步估算各种次级效应的可能。
考虑到晶体的离散点阵结构,滑移只能在原子之间进行,因此位错中心永远没有原子,位错中心附近分摊到每个原子的离散弹性能量处处有限。在刚性位错假定下,直接应用位错弹性理论解析结果,求出了晶体直奇异位错等效内切半径及其随位错中心位置的周期变化。对于简单四方晶体中奇异螺型位错,一级近似与Peierls模型结果巧合。计算了fcc和bcc两种晶系中各种位错的自能和等效位错内切半径,并初步考虑了各向异性弹性效应。结果表明:位错滑移面不是几何平面,bcc螺型位错滑移面类似于蜂巢结构。指出了用这种离散弹性方法进一步估算各种次级效应的可能。
在离散弹性模型中考虑了位错中心位错密度分布的影响,计算了fcc和bcc两种各向同性弹性介质中,不同中心结构的螺型位错的自能、等效内截半径与位错中心位置的关系,估算了不同滑移面上P-N力。讨论了原子热振动对P-N力的影响,比较了离散弹性方法与现有其它方法的结果,据信离散弹性方法是一种进一步进行更深入计算的有效方案。
在离散弹性模型中考虑了位错中心位错密度分布的影响,计算了fcc和bcc两种各向同性弹性介质中,不同中心结构的螺型位错的自能、等效内截半径与位错中心位置的关系,估算了不同滑移面上P-N力。讨论了原子热振动对P-N力的影响,比较了离散弹性方法与现有其它方法的结果,据信离散弹性方法是一种进一步进行更深入计算的有效方案。
本文改进实验方法,在0.0001—1.23GPa流体静高压下测量了整片非晶锂离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3(x=0.05;0.15)及其粉末压片的离子电导率及激活体积。发现粉末压片电导率峰值是由非晶微粒间的接触电导及非晶微粒体电导两者叠加;对整片非晶电导率的压力效应用离子迁移通道的物理图象给出初步的微观解释。此外,还观测到氧化铝组分减少使电导率的压力转变点明显降低;测量出不同温度热处理以及300℃等温热处理4—20h后离子电导率-压力曲线的变化规律,仍可归因于非晶态相分离及两种非晶相的先后晶化。
本文改进实验方法,在0.0001—1.23GPa流体静高压下测量了整片非晶锂离子导体B2O3-0.7Li2O-0.7LiCl-xAl2O3(x=0.05;0.15)及其粉末压片的离子电导率及激活体积。发现粉末压片电导率峰值是由非晶微粒间的接触电导及非晶微粒体电导两者叠加;对整片非晶电导率的压力效应用离子迁移通道的物理图象给出初步的微观解释。此外,还观测到氧化铝组分减少使电导率的压力转变点明显降低;测量出不同温度热处理以及300℃等温热处理4—20h后离子电导率-压力曲线的变化规律,仍可归因于非晶态相分离及两种非晶相的先后晶化。
本文利用坐标变换的方法讨论了各向异性扩散对DLA集团标度行为的影响。对二维正方形点阵,解析计算了各向异性扩散DLA集团的Hausdorff维数。结果表明,此时生长集困的Hausdorff维数D随各向异性扩散概率p连续变化,其最大值为5/3,最小值为3/2,还将这里所得到的理论结果与Jullien等人的数值结果进行了比较,发现它们符合得很好。最后,还解析讨论并计算了各向异性扩散DLA的广义维数Dq(p)。
本文利用坐标变换的方法讨论了各向异性扩散对DLA集团标度行为的影响。对二维正方形点阵,解析计算了各向异性扩散DLA集团的Hausdorff维数。结果表明,此时生长集困的Hausdorff维数D随各向异性扩散概率p连续变化,其最大值为5/3,最小值为3/2,还将这里所得到的理论结果与Jullien等人的数值结果进行了比较,发现它们符合得很好。最后,还解析讨论并计算了各向异性扩散DLA的广义维数Dq(p)。
本文将运用Melnikov方法求得的射频驱动、具有平方阻尼项的Josephson结参数空间中混沌起始阈值与数值计算结果进行对照。研究表明,Melnikov方法所预测的混沌区域仅占据很窄的射频幅值范围,且是位相锁定的混沌态,而实验观测的混沌位于较大的射频幅值,为非位相锁定的混沌。
本文将运用Melnikov方法求得的射频驱动、具有平方阻尼项的Josephson结参数空间中混沌起始阈值与数值计算结果进行对照。研究表明,Melnikov方法所预测的混沌区域仅占据很窄的射频幅值范围,且是位相锁定的混沌态,而实验观测的混沌位于较大的射频幅值,为非位相锁定的混沌。
我们用场论重整化群方法讨论了周期边界的n分量φ4模型薄膜的单纯尺寸效应,发现仅当维数满足d+1>时尺寸效应具有Fisher的标度形式,其他情况下它是不可标度的。同时也讨论了维数渡越现象及状态方程。
我们用场论重整化群方法讨论了周期边界的n分量φ4模型薄膜的单纯尺寸效应,发现仅当维数满足d+1>时尺寸效应具有Fisher的标度形式,其他情况下它是不可标度的。同时也讨论了维数渡越现象及状态方程。
在简单磁镜MM-2中,采用15GHZ大功率迴旋管进行了电子迴旋共振加热(ECRH)实验。结果表明,随充气压强的提高,预电离时间迅速变短。在高气压“C-模式”运行区,等离子体径向密度分布呈马鞍形。在迴旋管输出30kW功率的条件下,适于建立热电子环的气体压力窗为(0.4—1.2)×10-5Torr。利用一个可移动Laugmuir探针配合反磁测量的简便方法,在中心场为2.95kG时,确定了电子环半径为7cm,环厚约4cm,环的轴向边界由z=±10cm一直延伸到z=±20cm。热电子温度为140—170keV,热电环平均β值为(4—5)％。观测到了由热电子环不稳定性引起的迸发式径向电子逃逸,并同时发生反磁信号跌落。
在简单磁镜MM-2中,采用15GHZ大功率迴旋管进行了电子迴旋共振加热(ECRH)实验。结果表明,随充气压强的提高,预电离时间迅速变短。在高气压“C-模式”运行区,等离子体径向密度分布呈马鞍形。在迴旋管输出30kW功率的条件下,适于建立热电子环的气体压力窗为(0.4—1.2)×10-5Torr。利用一个可移动Laugmuir探针配合反磁测量的简便方法,在中心场为2.95kG时,确定了电子环半径为7cm,环厚约4cm,环的轴向边界由z=±10cm一直延伸到z=±20cm。热电子温度为140—170keV,热电环平均β值为(4—5)％。观测到了由热电子环不稳定性引起的迸发式径向电子逃逸,并同时发生反磁信号跌落。
本文对于无内电极放电的射频低压等离子体,采用探针电流调制法,设计并建立了三探针诊断电子能量分布函数的测量系统,测量了压力在10-3—10-1Torr下氮气等离子体的电子能量分布函数。从理论和实验上研究了探针鞘层上射频干扰电压对测量电子能量分布函数的影响,给出了确定射频干扰值以及对射频干扰的影响进行修正的方法,并采用该方法对实验数据进行了修正,得到了正确的电子能量分布函数。根据所得到的电子能量分布函数计算的电子平均能量,与由探针伏安特性计算得到的电子平均能量相差不超过5％,该结果间接证明了本文实验测量系统的可靠性以及对射频干扰影响进行修正的正确性。
本文对于无内电极放电的射频低压等离子体,采用探针电流调制法,设计并建立了三探针诊断电子能量分布函数的测量系统,测量了压力在10-3—10-1Torr下氮气等离子体的电子能量分布函数。从理论和实验上研究了探针鞘层上射频干扰电压对测量电子能量分布函数的影响,给出了确定射频干扰值以及对射频干扰的影响进行修正的方法,并采用该方法对实验数据进行了修正,得到了正确的电子能量分布函数。根据所得到的电子能量分布函数计算的电子平均能量,与由探针伏安特性计算得到的电子平均能量相差不超过5％,该结果间接证明了本文实验测量系统的可靠性以及对射频干扰影响进行修正的正确性。
圆筒是固体激光器实现高平均功率输出的一种结构,本文计算了在连续或重复脉冲运转时圆筒激光介质中感应温度和热应力,求得激光器能承受的最大泵浦功率,并由此推出实心圆棒和平面板条的结果。
圆筒是固体激光器实现高平均功率输出的一种结构,本文计算了在连续或重复脉冲运转时圆筒激光介质中感应温度和热应力,求得激光器能承受的最大泵浦功率,并由此推出实心圆棒和平面板条的结果。
用Allan的简化d带模型描叙过渡金属的表面电子态,用广义相移法计算吸附原子在表面的吸附能,结果表明,不仅很好地描绘了H,O在一个周期的过渡金属表面吸附能的变化趋势,而且所算得的吸附原子感应的分离能级也同紫外光发射谱的实验符合得很好;同时还指出,简单气体在过渡金属表面的吸附能呈现规则性变化主要决定于费密能级EF与吸附原子的有效能级εa之差(EF-εa),其次是转移矩阵元ν和能带宽度wb。
用Allan的简化d带模型描叙过渡金属的表面电子态,用广义相移法计算吸附原子在表面的吸附能,结果表明,不仅很好地描绘了H,O在一个周期的过渡金属表面吸附能的变化趋势,而且所算得的吸附原子感应的分离能级也同紫外光发射谱的实验符合得很好;同时还指出,简单气体在过渡金属表面的吸附能呈现规则性变化主要决定于费密能级EF与吸附原子的有效能级εa之差(EF-εa),其次是转移矩阵元ν和能带宽度wb。
本文用粉末烧结法合成了Tl-Ba-Ca-Cu-O体系TlBa2Can-1CunO2n+2.5新系列超导相,用粉末衍射法测定了n=2和3的晶体结构,属简单四方单胞,空间群为D4h1-P4/mmm,点阵常数a相同,而c值不同,随n值而增大。a=3.847?,c分别为12.73?和15.89?,每单胞含一个化合式单位,阳离子沿四方晶系的(0,0,z)和(1/2,1/2,z)位置交替排列,排列的顺序相同,n=3比n=2依次多增加Ca和Cu及相应的氧离子。TlBa2CanCunO2n+2.5,n=3时,零电阻超导转变温度Tc(0)=112K;n=2时,Tc(0)=101K,与Tl2Ba2Can-1CunO2n+4型体心四方晶胞超导相不同,TlBa2Can-1CanO2n+2.5结构中缺氧类钙钛矿型结构单元[Ba2Can-1CunO2n+1]仅被TI-O单层所隔开,当n相同时,Tl-O双隔层的体心四方单胞比Tl-O单层的简单四方单胞的超导转变温度高10K左右,这说明Tl-Ba-Ca-Cu-O体系中超导相的转变温度不仅与类钙钛矿结构单元的[CuO4]和[CuO5]的数目有关,而且与Tl-O的隔层数目有关。
本文用粉末烧结法合成了Tl-Ba-Ca-Cu-O体系TlBa2Can-1CunO2n+2.5新系列超导相,用粉末衍射法测定了n=2和3的晶体结构,属简单四方单胞,空间群为D4h1-P4/mmm,点阵常数a相同,而c值不同,随n值而增大。a=3.847?,c分别为12.73?和15.89?,每单胞含一个化合式单位,阳离子沿四方晶系的(0,0,z)和(1/2,1/2,z)位置交替排列,排列的顺序相同,n=3比n=2依次多增加Ca和Cu及相应的氧离子。TlBa2CanCunO2n+2.5,n=3时,零电阻超导转变温度Tc(0)=112K;n=2时,Tc(0)=101K,与Tl2Ba2Can-1CunO2n+4型体心四方晶胞超导相不同,TlBa2Can-1CanO2n+2.5结构中缺氧类钙钛矿型结构单元[Ba2Can-1CunO2n+1]仅被TI-O单层所隔开,当n相同时,Tl-O双隔层的体心四方单胞比Tl-O单层的简单四方单胞的超导转变温度高10K左右,这说明Tl-Ba-Ca-Cu-O体系中超导相的转变温度不仅与类钙钛矿结构单元的[CuO4]和[CuO5]的数目有关,而且与Tl-O的隔层数目有关。
借助Kikuchi四面体原子集团变分方法,引入二体相互作用参量,讨论了FexCu1-x合金fcc结构的相图,并估算了在相变区中系统晶格常数的变化,指出非晶相的形成是由于晶格畸变的结果。
借助Kikuchi四面体原子集团变分方法,引入二体相互作用参量,讨论了FexCu1-x合金fcc结构的相图,并估算了在相变区中系统晶格常数的变化,指出非晶相的形成是由于晶格畸变的结果。
本文用Kohn-Sham局域密度泛函理论与力定理,在线性丸盒轨道原子球(LMTO-ASA)近似下,计算了hcp-WC的基态性质,包括平衡晶格常数a,体模量B和纵声波速率v。计算结果与实验值对比表明,晶格常数的误差小于10％,讨论了原子球半径比δ的不同选择方案对计算结果的影响。由电子分波压力随晶格常数的变化,分析了hcp-WC的键合特性。
本文用Kohn-Sham局域密度泛函理论与力定理,在线性丸盒轨道原子球(LMTO-ASA)近似下,计算了hcp-WC的基态性质,包括平衡晶格常数a,体模量B和纵声波速率v。计算结果与实验值对比表明,晶格常数的误差小于10％,讨论了原子球半径比δ的不同选择方案对计算结果的影响。由电子分波压力随晶格常数的变化,分析了hcp-WC的键合特性。
本文从三维模型出发,详细地研究了自由电子激光中电子束空间电荷场对相对论性电子稳态轨道的影响,发现考虑空间电荷场的三维效应后,电子稳态轨道出现新的不稳定性区域。
本文从三维模型出发,详细地研究了自由电子激光中电子束空间电荷场对相对论性电子稳态轨道的影响,发现考虑空间电荷场的三维效应后,电子稳态轨道出现新的不稳定性区域。
本文给出闪锌矿结构中替位杂质的声子谱。系统分析了杂质诱发的局域模,禁带模和共振模的形成规律及特性。除了TA带上方的准局域模外,还发现了在TA声学带下方的新的低频共振模式。
本文给出闪锌矿结构中替位杂质的声子谱。系统分析了杂质诱发的局域模,禁带模和共振模的形成规律及特性。除了TA带上方的准局域模外,还发现了在TA声学带下方的新的低频共振模式。
用ELS和XPS研究了低温下水汽在Si(111)7×7表面上的化学吸附及其随退火温度的变化。150K低温下水以解离形式吸附在Si(111)7×7表面。
用ELS和XPS研究了低温下水汽在Si(111)7×7表面上的化学吸附及其随退火温度的变化。150K低温下水以解离形式吸附在Si(111)7×7表面。
在大气和超高真空环境下,用光学二次谐波法对银膜及抛光银表面吸附吡啶分子的实验研究表明,银膜表面存在的微尺度活性位对分子吸附起关键作用。
在大气和超高真空环境下,用光学二次谐波法对银膜及抛光银表面吸附吡啶分子的实验研究表明,银膜表面存在的微尺度活性位对分子吸附起关键作用。
测量了超导金属玻璃Zr78Co22的磁阻和上临界磁场Hc2。磁阻的实验结果定性地与包含自旋-轨道散射的三维弱局域化理论相符,而定量则有明显的偏差,其偏差主要来源于超导涨落效应。在所测量的温区内,上临界磁场Hc2随温度呈线性变化,同时还得出超导金属玻璃Zr78Co22中的非弹性散射主要来源于电子-声子相互作用,其散射几率τi-1=1.3×1O10T2,略小于Bergmann理论所预言的值。
测量了超导金属玻璃Zr78Co22的磁阻和上临界磁场Hc2。磁阻的实验结果定性地与包含自旋-轨道散射的三维弱局域化理论相符,而定量则有明显的偏差,其偏差主要来源于超导涨落效应。在所测量的温区内,上临界磁场Hc2随温度呈线性变化,同时还得出超导金属玻璃Zr78Co22中的非弹性散射主要来源于电子-声子相互作用,其散射几率τi-1=1.3×1O10T2,略小于Bergmann理论所预言的值。
本文报道了对GdBa2Cu3O7-δ单晶正常态电阻率、超导临界温变,以及磁转变的各向异性观测结果,发现ab平面上及c轴方向的电阻率,除Tc附近由于超导涨落引起的明显偏离以外,在正常态都能很好地满足Anderson-Zou关系:ρ=A/T+BT,但两方向的A,B存在显著差异说明其输运电荷是由不同机制产生,它具有显著的二维特征;沿c轴方向的超导电性比沿ab平面的超导电性要弱,Tce⊥比Tce∥低2K;H∥ab平面时的交流屏蔽效应仅是H⊥ab平面时的76％。
本文报道了对GdBa2Cu3O7-δ单晶正常态电阻率、超导临界温变,以及磁转变的各向异性观测结果,发现ab平面上及c轴方向的电阻率,除Tc附近由于超导涨落引起的明显偏离以外,在正常态都能很好地满足Anderson-Zou关系:ρ=A/T+BT,但两方向的A,B存在显著差异说明其输运电荷是由不同机制产生,它具有显著的二维特征;沿c轴方向的超导电性比沿ab平面的超导电性要弱,Tce⊥比Tce∥低2K;H∥ab平面时的交流屏蔽效应仅是H⊥ab平面时的76％。
用电子顺磁共振二维旋转测角器确定量子化轴即零场分裂张量的一个主轴,根据矢量的正交关系计算与量子化轴垂直的主轴平面上的取向二维角组、以便按照计算的二维角组测量电子顺磁共振谱,确认零场分裂张量的另外两个主轴,同时确定了主轴座标系(X,Y,Z)相对实验座标系(x,y,z)的Euler角。以渗Cr3+的Na3(AlMo6O24H6)·8H2O单晶的电子顺磁共振测量作为上述方法的一个应用例子。
用电子顺磁共振二维旋转测角器确定量子化轴即零场分裂张量的一个主轴,根据矢量的正交关系计算与量子化轴垂直的主轴平面上的取向二维角组、以便按照计算的二维角组测量电子顺磁共振谱,确认零场分裂张量的另外两个主轴,同时确定了主轴座标系(X,Y,Z)相对实验座标系(x,y,z)的Euler角。以渗Cr3+的Na3(AlMo6O24H6)·8H2O单晶的电子顺磁共振测量作为上述方法的一个应用例子。
本文研究了Al86-xFe14+x(x=0,2,4,6,8.5)准晶相合金的M?ssbauer谱,结果表明对x=0的Al86Fe14合金中以decagonal准晶相为主,谱拟合结果为两套面积积分比为1.69,近于黄金分割的亚谱组成,支持了准晶相为两种“Penrose”多面体组成的观点。当x增加时,出现的晶态含量增加;x=8.5时,几乎全部为晶态Al3Fe相。
本文研究了Al86-xFe14+x(x=0,2,4,6,8.5)准晶相合金的M?ssbauer谱,结果表明对x=0的Al86Fe14合金中以decagonal准晶相为主,谱拟合结果为两套面积积分比为1.69,近于黄金分割的亚谱组成,支持了准晶相为两种“Penrose”多面体组成的观点。当x增加时,出现的晶态含量增加;x=8.5时,几乎全部为晶态Al3Fe相。
以31P核为探针对具有不同摩尔比(x,y)的xLi2O·P2O5·yCdO玻璃样品进行了核磁共振研究。通过Bruker MSL-300谱仪得到了静态核磁共振谱,工作频率为121.487MHz。在玻璃中,三种基本类型的磷结构组元随机地连在一起形成网络,每种组无有自己的核磁共振特征,基本结构组元的相对含量依赖于Li2O和CdO的摩尔比,即依赖于x和y。为了描述组元的含量,我们提出了一个简洁的模型,它的合理性已被其预言结果与对实验观测核磁共振粉末谱的拟谱结论的一致性所证实。
以31P核为探针对具有不同摩尔比(x,y)的xLi2O·P2O5·yCdO玻璃样品进行了核磁共振研究。通过Bruker MSL-300谱仪得到了静态核磁共振谱,工作频率为121.487MHz。在玻璃中,三种基本类型的磷结构组元随机地连在一起形成网络,每种组无有自己的核磁共振特征,基本结构组元的相对含量依赖于Li2O和CdO的摩尔比,即依赖于x和y。为了描述组元的含量,我们提出了一个简洁的模型,它的合理性已被其预言结果与对实验观测核磁共振粉末谱的拟谱结论的一致性所证实。
观察了Nd2Fe14B单晶磁畴结构随试样厚度的变化。发现试样厚度存在某个临界值L0,小于此值时,在垂直于e轴表面上的畴纹呈迷宫形,大于此值时,迷宫形条状畴在加宽的同时,其表面出现按一定间隔分布的斑点,此即与基畴反向的锥形畴底部,随试样厚度的进一步增加,基畴宽度和锥形反向畴尺寸也随之增大,后者的数目也增多,甚至出现多重锥形畴结构,本文着重讨论了锥形畴的形成机制,并估算了锥形畸形成所对应的临界厚度L0。此外,根据实验结果,计算了Nd2Fe14B相的畴壁能。
观察了Nd2Fe14B单晶磁畴结构随试样厚度的变化。发现试样厚度存在某个临界值L0,小于此值时,在垂直于e轴表面上的畴纹呈迷宫形,大于此值时,迷宫形条状畴在加宽的同时,其表面出现按一定间隔分布的斑点,此即与基畴反向的锥形畴底部,随试样厚度的进一步增加,基畴宽度和锥形反向畴尺寸也随之增大,后者的数目也增多,甚至出现多重锥形畴结构,本文着重讨论了锥形畴的形成机制,并估算了锥形畸形成所对应的临界厚度L0。此外,根据实验结果,计算了Nd2Fe14B相的畴壁能。
本文研究了半整数四极体系中心跃迁的自旋锁定,认为占据|-1/2>与|1/2>态的粒子可构成一个孤立的子体系,用密度算符理论证明了旋转坐标系自旋温度理论在这子体系中仍适用。在实验上用NaNO2和NaOH粉末样品验证了上述结论。
本文研究了半整数四极体系中心跃迁的自旋锁定,认为占据|-1/2>与|1/2>态的粒子可构成一个孤立的子体系,用密度算符理论证明了旋转坐标系自旋温度理论在这子体系中仍适用。在实验上用NaNO2和NaOH粉末样品验证了上述结论。
用Stillinger-Weber势计算了Sin(N=2—7)小颗粒的基态几何结构及基态能量。由Keating模型描述原子间的弹性能,计算了这些结构的振动谱。并从物态方程出发,估计了小颗粒Si的熔化温度,发现Si4和Si6的熔化温度相对较高。
用Stillinger-Weber势计算了Sin(N=2—7)小颗粒的基态几何结构及基态能量。由Keating模型描述原子间的弹性能,计算了这些结构的振动谱。并从物态方程出发,估计了小颗粒Si的熔化温度,发现Si4和Si6的熔化温度相对较高。