1981年 30卷 第3期
1981, 30(3): 297-305.
doi: 10.7498/aps.30.297
摘要:
本文探讨了碘酸锂晶体(α-LiIO3,简称LI)全部电弹常数的测试方法。以压电板厚度振动模理论,推导出LI晶体独立电弹常数计算公式。对无压电耦合的弹性常数C11E和C66E,采用了声光同步测速法进行测量。最后,测量给出了LI晶体全部电弹常数和一些机电耦合系数共52个数据。
本文探讨了碘酸锂晶体(α-LiIO3,简称LI)全部电弹常数的测试方法。以压电板厚度振动模理论,推导出LI晶体独立电弹常数计算公式。对无压电耦合的弹性常数C11E和C66E,采用了声光同步测速法进行测量。最后,测量给出了LI晶体全部电弹常数和一些机电耦合系数共52个数据。
1981, 30(3): 306-314.
doi: 10.7498/aps.30.306
摘要:
本文导出了兼具沿晶面法向感生单轴各向异性(Ku)和立方磁晶各向异性(K1)的任一晶面沿任一方向的薄膜共振场公式,从而提出了同时测定Ku和K1的一种方法。以(111)晶面为例,给出了具体方法和实验结果。
本文导出了兼具沿晶面法向感生单轴各向异性(Ku)和立方磁晶各向异性(K1)的任一晶面沿任一方向的薄膜共振场公式,从而提出了同时测定Ku和K1的一种方法。以(111)晶面为例,给出了具体方法和实验结果。
1981, 30(3): 315-324.
doi: 10.7498/aps.30.315
摘要:
本文利用Kubo型线性输运系数公式和Landau表象计算了等离子体在强磁场中的扩散系数、热导率和粘滞系数。和以往解Boltzmann方程的方法相比,本文所用方法有如下优点:在处理强磁场、多体长程相互作用体系时没有原则上的困难;物理图象简单、清晰;在准确到相互作用的二次项时,不用解输运方程就能得到上述的横向输运系数的解析表达式。本文结果和用Chapman-Enskog法解线性Boltzlmann方程时得到的数值结果基本相符而略有不同,在对离子电荷数Z的依赖关系上则有较明显的不同。
本文利用Kubo型线性输运系数公式和Landau表象计算了等离子体在强磁场中的扩散系数、热导率和粘滞系数。和以往解Boltzmann方程的方法相比,本文所用方法有如下优点:在处理强磁场、多体长程相互作用体系时没有原则上的困难;物理图象简单、清晰;在准确到相互作用的二次项时,不用解输运方程就能得到上述的横向输运系数的解析表达式。本文结果和用Chapman-Enskog法解线性Boltzlmann方程时得到的数值结果基本相符而略有不同,在对离子电荷数Z的依赖关系上则有较明显的不同。
1981, 30(3): 325-332.
doi: 10.7498/aps.30.325
摘要:
本文提出一个设想:即将n个中空超导圆柱体放置于n饼纵场线圈之中,分段冻结环向磁场,则其所需要的电功率将比常规线圈降低到2/n倍。我们知道超导材料的冻结场可近似地写为。Hfj(r,T)=Hfj(r,0)[1-(T/(Tc))2。因此选定T=T1,当轴向场H在大圆环的内壁达到H≥Hfj(r,T1)时,中空体的内边缘达到临界场,则场进入中空区,再使H降到零,中
本文提出一个设想:即将n个中空超导圆柱体放置于n饼纵场线圈之中,分段冻结环向磁场,则其所需要的电功率将比常规线圈降低到2/n倍。我们知道超导材料的冻结场可近似地写为。Hfj(r,T)=Hfj(r,0)[1-(T/(Tc))2。因此选定T=T1,当轴向场H在大圆环的内壁达到H≥Hfj(r,T1)时,中空体的内边缘达到临界场,则场进入中空区,再使H降到零,中
1981, 30(3): 333-343.
doi: 10.7498/aps.30.333
摘要:
等离子体中存在随机场输运时,必然会导致双极电场。本文给出了存在电场时,粒子在随机场中的转移几率,由此可计算输运流、双极电场等。算出的双极电场与碰撞的关系是不灵敏的((|e|E)/Te=-A1/ne(dne)/(dx),A与碰撞有关,但A～1)。并指出,此双极电场可作为判断随机场是否重要的必要条件(但非充分条件)。在随机场双极扩散中,杂质流速大于氢离子流速(VI/Vi≈(mi/
等离子体中存在随机场输运时,必然会导致双极电场。本文给出了存在电场时,粒子在随机场中的转移几率,由此可计算输运流、双极电场等。算出的双极电场与碰撞的关系是不灵敏的((|e|E)/Te=-A1/ne(dne)/(dx),A与碰撞有关,但A～1)。并指出,此双极电场可作为判断随机场是否重要的必要条件(但非充分条件)。在随机场双极扩散中,杂质流速大于氢离子流速(VI/Vi≈(mi/
1981, 30(3): 344-350.
doi: 10.7498/aps.30.344
摘要:
文中用特征线法解X射线衍射动力学的高木(Takagi)方程,给出了普遍解和所需要的近似解的表达式。从数学上指明Borrmann三角形的含义。其一级近似解表达式简单明确并和已知的一些理论与实验符合。
文中用特征线法解X射线衍射动力学的高木(Takagi)方程,给出了普遍解和所需要的近似解的表达式。从数学上指明Borrmann三角形的含义。其一级近似解表达式简单明确并和已知的一些理论与实验符合。
1981, 30(3): 351-360.
doi: 10.7498/aps.30.351
摘要:
本文推导了在考虑了分子与分子、离子与离子之间远程相互作用时,不同情况下的动力学常数普遍表达式;并用计算机模拟方法模拟了不同情况下的界面形貌和生长速度。结果表明,即使对以范德瓦耳斯力相互作用的分子晶体,长程相互作用也是不能忽略的;对于AB型离子晶体,则必须考虑长程相互作用。为了解决对长程相互作用的计算困难,我们采用了中性组合法。
本文推导了在考虑了分子与分子、离子与离子之间远程相互作用时,不同情况下的动力学常数普遍表达式;并用计算机模拟方法模拟了不同情况下的界面形貌和生长速度。结果表明,即使对以范德瓦耳斯力相互作用的分子晶体,长程相互作用也是不能忽略的;对于AB型离子晶体,则必须考虑长程相互作用。为了解决对长程相互作用的计算困难,我们采用了中性组合法。
1981, 30(3): 361-368.
doi: 10.7498/aps.30.361
摘要:
本文通过电阻测量研究了淬火和退火温度对AuCu合金有序化过程的影响,结果表明:1.AuCu合金的有序化过程可分为两个阶段:1)局部有序或有序相成核阶段,电阻上升;2)有序相(或畴)长大阶段,电阻下降。2.淬火后低温退火时,AuCu有序化主要是通过过饱和的淬入空位在金属中的移动而实现的。有序化的速度正比于淬入空位的浓度和移动率。3.通过有序化速度随淬火温度和退火温度的变化,测得AuCu中空位的形成能Ef和移动激活能Em相应为0.95eV和0.81eV。4.在等温退
本文通过电阻测量研究了淬火和退火温度对AuCu合金有序化过程的影响,结果表明:1.AuCu合金的有序化过程可分为两个阶段:1)局部有序或有序相成核阶段,电阻上升;2)有序相(或畴)长大阶段,电阻下降。2.淬火后低温退火时,AuCu有序化主要是通过过饱和的淬入空位在金属中的移动而实现的。有序化的速度正比于淬入空位的浓度和移动率。3.通过有序化速度随淬火温度和退火温度的变化,测得AuCu中空位的形成能Ef和移动激活能Em相应为0.95eV和0.81eV。4.在等温退
1981, 30(3): 369-382.
doi: 10.7498/aps.30.369
摘要:
本文叙述了X射线粉末照相指数的新图解法在正交晶系与单斜晶系中的应用。由于在这两个晶系中所须确定的原始参量多于2,所以不可能像在四方晶系或六角晶系的情形,一次用图解法在平面上求得晶胞的所有初基参量。本文分析了正交晶系与单斜晶系的一些特殊情形,可用新图解法对粉末照相上一些特殊情形下的衍射线指数进行标定。为方便起见,图解法是尽量用线坐标进行的。
本文叙述了X射线粉末照相指数的新图解法在正交晶系与单斜晶系中的应用。由于在这两个晶系中所须确定的原始参量多于2,所以不可能像在四方晶系或六角晶系的情形,一次用图解法在平面上求得晶胞的所有初基参量。本文分析了正交晶系与单斜晶系的一些特殊情形,可用新图解法对粉末照相上一些特殊情形下的衍射线指数进行标定。为方便起见,图解法是尽量用线坐标进行的。
1981, 30(3): 389-400.
doi: 10.7498/aps.30.389
摘要:
本文系统地研究并改进了位移型相变中一维互作用扭折-声子气体模型的统计理论。通过对扭折和声子的配分函数各自采用适当的路径积分表式并改进声子路径积分的计算方法,得到一个较合理且较普遍的巨配分函数表达式。在基态近似下,它可简化为一个与文献[6]相似的结果;在经典近似下,由它计算出的平均扭折密度与计算机模拟实验结果比文献上的符合得要好。
本文系统地研究并改进了位移型相变中一维互作用扭折-声子气体模型的统计理论。通过对扭折和声子的配分函数各自采用适当的路径积分表式并改进声子路径积分的计算方法,得到一个较合理且较普遍的巨配分函数表达式。在基态近似下,它可简化为一个与文献[6]相似的结果;在经典近似下,由它计算出的平均扭折密度与计算机模拟实验结果比文献上的符合得要好。
1981, 30(3): 393-388.
doi: 10.7498/aps.30.393
摘要:
五乙酰垂盆草甙元系植物垂盆草的有效成份之一——垂盆草甙元的衍生物。化学式C21H27O12N,属正交晶系,空间群为D24P212121。晶胞参数α=19.756(3)?,b=17.013(3)?,c=7.482(1)?,晶胞内分子数z=4。以PW-1100四圆衍射仪收集衍射强度数据。在用直接法(MULTAN-78)测定晶体结构时曾遭
五乙酰垂盆草甙元系植物垂盆草的有效成份之一——垂盆草甙元的衍生物。化学式C21H27O12N,属正交晶系,空间群为D24P212121。晶胞参数α=19.756(3)?,b=17.013(3)?,c=7.482(1)?,晶胞内分子数z=4。以PW-1100四圆衍射仪收集衍射强度数据。在用直接法(MULTAN-78)测定晶体结构时曾遭
1981, 30(3): 401-409.
doi: 10.7498/aps.30.401
摘要:
本文是我们从微观量子统计理论出发讨论非平衡统计定常态的时间反演对称性质的第二部份。本文应用文献的结果对非平衡统计定常态的普遍性质进行较为系统的讨论。对于具有时间反演对称的非平衡统计定常态,证明了广义(自由能)势函数的存在性;导出了涨落耗散定理的Rayleigh-Jeans极限形式;推广了局部热平衡假设下的Onsager倒易关系;导得了序参量-守恒荷密度普遍方程(TDGL)的“可逆-不可逆”运动分解形式。
本文是我们从微观量子统计理论出发讨论非平衡统计定常态的时间反演对称性质的第二部份。本文应用文献的结果对非平衡统计定常态的普遍性质进行较为系统的讨论。对于具有时间反演对称的非平衡统计定常态,证明了广义(自由能)势函数的存在性;导出了涨落耗散定理的Rayleigh-Jeans极限形式;推广了局部热平衡假设下的Onsager倒易关系;导得了序参量-守恒荷密度普遍方程(TDGL)的“可逆-不可逆”运动分解形式。
1981, 30(3): 410-413.
doi: 10.7498/aps.30.410
摘要:
在本文中,我们提出了光学系统中振幅和相位恢复问题的普遍描述方法,并经过严格的数学推导,得到了用以决定振幅和相位的方程组。用这组方程和迭代计算方法,能够求解各种类型的振幅和相位的恢复问题。
在本文中,我们提出了光学系统中振幅和相位恢复问题的普遍描述方法,并经过严格的数学推导,得到了用以决定振幅和相位的方程组。用这组方程和迭代计算方法,能够求解各种类型的振幅和相位的恢复问题。
1981, 30(3): 414-417.
doi: 10.7498/aps.30.414
摘要:
本文将文献[1]和[2]中所讨论的纯相位型的全息透镜系统实现光学变换的理论推广到更普遍情形,提出了用振幅-相位型全息透镜组所构成的光学系统实现给定线性变换的一般理论,推导出诸全息透镜的振幅和相位分布所满足的方程组,应用计算机迭代求解法,不难得到它们的解。
本文将文献[1]和[2]中所讨论的纯相位型的全息透镜系统实现光学变换的理论推广到更普遍情形,提出了用振幅-相位型全息透镜组所构成的光学系统实现给定线性变换的一般理论,推导出诸全息透镜的振幅和相位分布所满足的方程组,应用计算机迭代求解法,不难得到它们的解。
1981, 30(3): 418-423.
doi: 10.7498/aps.30.418
摘要:
3,4-次甲二氧苯甲酰哌啶单晶属单斜晶系,空间群C2k5-P21/c,晶胞参数α=10.381(2)?,b=7.163(2)?,c=16.951(3)?,β=107.51(5)°,晶胞内分子数z=4。用PW-1100四圆衍射仪收集衍射强度数据,独立衍射点2176个。以直接法(MULTAN-74)测定分子结构。结构参数的修正采用准对角矩阵最小二乘法,R=0.072(2176个衍射点)。由差值图获得全部氢原子位置。分子间以范德瓦耳斯力联系。
3,4-次甲二氧苯甲酰哌啶单晶属单斜晶系,空间群C2k5-P21/c,晶胞参数α=10.381(2)?,b=7.163(2)?,c=16.951(3)?,β=107.51(5)°,晶胞内分子数z=4。用PW-1100四圆衍射仪收集衍射强度数据,独立衍射点2176个。以直接法(MULTAN-74)测定分子结构。结构参数的修正采用准对角矩阵最小二乘法,R=0.072(2176个衍射点)。由差值图获得全部氢原子位置。分子间以范德瓦耳斯力联系。
1981, 30(3): 424-427.
doi: 10.7498/aps.30.424
摘要:
根据穆斯堡尔谱分析,Fe3O4转变为γ-Fe2O3是γ-Fe2O3成核生长过程。根据氧化过程磁矩的变化确定Fe3O4浓度随时间的变化,-(dc)/(dt)=mc3仅在氧化初始阶段适合。
根据穆斯堡尔谱分析,Fe3O4转变为γ-Fe2O3是γ-Fe2O3成核生长过程。根据氧化过程磁矩的变化确定Fe3O4浓度随时间的变化,-(dc)/(dt)=mc3仅在氧化初始阶段适合。
1981, 30(3): 428-432.
doi: 10.7498/aps.30.428
摘要:
本文研究了Nb/固态Cu-Sn和Nb/液态Cu-Sn界面上Nb3Sn晶粒的生长。实验表明:固态-固态界面上生长的晶粒尺寸虽小(约0.1μm),但Nb3Sn晶粒的长大仍符合通常的固态晶粒长大规律;固态-液态界面上生长的Nb3Sn分成两层,靠近Nb的内层晶粒细小,排列致密,外层晶粒粗大,分布零散,后者是前者经过溶解/沉积过程引起的,晶体形貌大多数呈菱形十二面体,部分呈正交平行六面体,说明Nb3Sn的{110},{100}面
本文研究了Nb/固态Cu-Sn和Nb/液态Cu-Sn界面上Nb3Sn晶粒的生长。实验表明:固态-固态界面上生长的晶粒尺寸虽小(约0.1μm),但Nb3Sn晶粒的长大仍符合通常的固态晶粒长大规律;固态-液态界面上生长的Nb3Sn分成两层,靠近Nb的内层晶粒细小,排列致密,外层晶粒粗大,分布零散,后者是前者经过溶解/沉积过程引起的,晶体形貌大多数呈菱形十二面体,部分呈正交平行六面体,说明Nb3Sn的{110},{100}面
