γ(fcc)→ε(hcp)马氏体相变切变角计算的改进

为了修正石玮等的模型在计算马氏体相变切变角时的局限性,给出对浮凸角的修正,从而得到正确的相变切变角.以Fe-25Mn-6Si-5Cr合金为例,用原子力显微镜测量了该合金应力诱发γ(fcc)→ε(hcp)马氏体相变的浮凸角,并在Thompson四面体和几何模型基础上,进一步结合Bergeon等关于浮凸角和切变方向位置关系模型,建立了一种更加普遍、有效的方法,由此修正了石玮等的局限性.用改进后的模型和计算方法得到的3个马氏体变体相变切变角计算结果,分别为20.80°、19.67°和19.73°,与相变切变角理论值19.47°符合得很好.     

测地坐标系中子午线收敛角的直接解式

提出并推导了测地坐标系中一点上子午线收敛角的直接解式 .该解式直接采用该点的测地坐标来求解子午线收敛角 ,从而能方便地将测地坐标系中任一大地线的方向角转换为大地方位角 .数据验证表明 ,舍去高次项后的简易公式也足以满足一定范围内地理信息系统 (GIS)的应用需要     

γ(fcc)→∈(hcp)马氏体相变切变角的AFM测定方法

建立了一种测量 γ(fcc)→ ε(hcp)马氏体相变切变角的方法 .运用 Thompson四面体和几何模型推导出马氏体变体的迹线方向 ,通过计算求得相变浮凸角与真实切变角的对应关系 .应用原子力显微镜 (AFM)测量了 Fe-30 Mn- 6 Si合金应力诱发马氏体相变的浮凸角 .文中两个实例计算结果分别为 17.85°和 2 1.10°,与理论值 19.47°相比误差小于 2°,表明该方法具有精度较高、操作简单的特点 .     

子流形的高斯映照(Ⅱ)

设Ｎ是欧氏空间Ｅ＾ｎ＋１中的超曲面,Ｍ是Ｎ的子流形。在子流形的高斯映照（Ⅰ）的基础上,计算了Ｍ上高斯映照的截面曲率,讨论了当外围空间Ｎ为Ｄｕｐｉｎ超曲面时,子流形Ｍ的高斯映照。     

子流形的高斯映照(Ⅰ)

设Ｎ是欧氏空间Ｅ＾ｎ＋１中的超曲面，Ｍ是Ｎ的子流形，本文研究Ｍ上的高斯映照，计算高映照的微分，由此建立起Ｍ的Ｒｉｃｃｉ形式与第二、第三基本形式之间的关系。     

改进Rife-Vincent(Ι)窗的FFT介质损耗角测量

非同步采样信号后，利用快速傅里叶变换（FFT）对信号处理时会出现频谱泄漏，导致FFT介质损耗角测量精度不高.为了提高介质损耗角测量精度，通过Rife-Vincent(Ι)窗的自乘运算构造出一种新的余弦窗，并设计了基于改进Rife-Vincent(Ι)窗的FFT介质损耗角测量方法.新窗函数比传统窗函数具有更好的旁瓣特性，可以提升频谱泄漏的抑制效果.仿真实验结果表明，加Rife-Vincent(Ι)自乘窗方法比加Hanning窗、加Blackman窗方法的介质损耗角测量精度更高.     

一种改进的有毒气体扩散高斯模型算法及仿真(英文)

高斯模型作为评价有毒气体泄漏后的扩散模型,因其计算量小、简单易用等特点而被广泛应用.文章对有毒气体扩散的时空特性进行了讨论,通过引入一种时间因子,对现有高斯烟团模型进行了改进,建立了以时间函数为动态变换基点的有毒气体扩散模型.将有限时间内的有毒气体连续释放过程表述为实源和一系列虚源在多个时间区段内的释放子过程的组合.根据改进的高斯模型,编程实现了基于GIS的、实时的有毒气体扩散动态仿真.仿真结果表明,该算法能够快速、准确地计算出有毒气体泄漏后的任意时间点的扩散浓度空间分布,能够较好地模拟有毒气体扩散的动态变换过程,对危险化学品泄漏事故现场的预测和评估具有很好的辅助决策作用.     

Banach空间中元素列的(E_m)收斂性

在回答的问题时,给出了Banach空间中元素列{x_n}的{E_1}收敛性的概念。研究了在什么条件下(E_1)收敛才是强收敛的问题。谢庭藩改进并拓广了的结果,指出:如果{x_n}(E_1)收敛,那么{x_n}强收敛的充要条件是{x_n}致密。陶锟进一步证明了,在{x_n}致密的条件下,{x_n}的强收     

Banach空间中算子列的(E_m)收斂性

在文献[1]中,讨论了元素列的(E_m)收敛性,本文进而讨论有界线性算子列的(E_m)收敛性。一设E_k(k=0,1,2,……,m)均为非零Banach空间,[E_k,E_(k 1)]表示由E_k到E_(k 1)的有界线性算子所组成的Banach空间。设算子列{A_1}[E_0,E_1],A∈[E_0,E_1],如果||A_—A||→0(n→∞),则称{A_}一致     

平稳高斯随机场的熵(英文)

本文延科的证明了r元、K维平稳高斯场的熵的明显表达式（见（22）式），还证明了r元、K维平稳随机场的一步预测误差的协方差矩阵的明显表示（见（2.60）式）。     

晶体管交流参数γ_(ce)和γ_(bc)之间的关系

解析关系式的推导正常偏置状态下的双极型晶体管,即当晶体管的发射结正向偏置(对于NPN型管子,V_(BE)>0)、集电结反向偏置(对于NPN型管子,V_(BC)<0)时,其基极电流和集电极电流分别为(以NPN型管子为例)(?)(1)(?)(2)式中peo、nbo和pco分别为发射区、基区和集电区在热平衡下的少子浓度,D_(pe)、D_(nb)和D_(pc)分别为发射区、基区和集电区的少子扩散系数,L_(pe)、L_(nb)和L_(pc)分别为发射区、基区和集电区的少子扩散长度,q为电子所给电荷量(不包括符号),A为晶体管PN结截面积,W为基区宽度(随集电结反向偏置电压V_(BC)作一定程度的变化)。     

γ暴搜寻中实测角分布与角半径的关系

 考虑实测角分布和角半径的关系,在实测角分布保持一定的情况下,用MonteCarlo方法推导出1个统计意义上的最佳角半径.并通过全天区搜寻的方法去探测1个带有γ射线暴的模拟数据,进一步证实了这一结果.     

低压欠平衡钻井—勘探钻井中技术发展新动向(续)

介绍了国外欠平衡钻井的发展与应用,以及目前存在的主要问题。在此基础上提出了低压欠平衡钻井技术系列,它是一套特殊工作液(气体、充气液、特殊泡沫、低密度液体)、特殊压力控制(平衡、欠平衡、过平衡)、低液柱压力与特殊屏蔽暂堵相结合的技术。     

经典热力学涨落理论的高斯近似(英文)

本文我们在几种坐标系下,利用黎曼几何语言讨论了经典热力学涨落理论的高斯近似.     

角轧的一般公式(摘要)

苏联轧钢界,在本世记三十年代,有Иг.М.巴甫洛夫通讯院士的角轧宽度公式: (b′)/b=(μ′)/((1+Sin~2δ_o′(μ′~2-1))~(1/2)) (b″)/(b′)=(μ″)/((1+Sin~2δ_o″(μ″~2-1))~(1/2))式中b、b′——沿第一对角线轧制前和轧制后的宽度;     

具非零元素链的局部(α,β,γ)-对角占优矩阵

文章给出了局部(α,β,γ)-对角占优矩阵的相关概念,在具非零元素链的局部(α,β,γ)-对角占优矩阵的条件下,通过建立正对角阵X,得出B=Ax为具非零元素链的α-对角占优矩阵,从而获得了A为非奇H矩阵的判别准则.结果表明,提出这种延伸的局部(α,β,γ)-对角占优矩阵的概念,是对矩阵的对角占优理论的完善,是研究H矩阵、M矩阵的有力工具.     

气体离解度(X)和气体产物平衡成分(%G)的图解计算法

本文从逸度表示的平衡常数(K_f)的定义出发,推导出关系式:lgK_f-lgK_r一△nlgP=F(x).令Z=lgK_f-lgK_r-△nlgP,将x=(?)(Z)、%G=F(Z)和同一反应类型的诸反应的计算参数标在同一个平面图上,这样就可以从图中迅速地算出不同T、P下的x和%G.在高压方面计算了(1/2)N_2+(3/2)H_2=NH_3,在200—500℃和10—1000atm范围内的42个G%值,与公认的实验值比较,其绝对差值小于1.5%.而与Dr.S.Peter,H.Wenzel(1973)的精确计算值比较,两者与实验值的绝对差值都在同一数量级.在常压方面,计算了A=2B类型的7个反应,所算得的一百多个数值与许多作者的数据是一致的.并用电子计算机和此图解法计算了CO_2+C=2CO反应的51个%G值,两者的差值均在千分之几的范围内.这样不仅在理论上把高压和常压下的计算统一起来,而且对实际应用也很有价值,这将有利于改进目前手册中缺乏x和%G值的情况.     

2.8 MeV中子引起的~(232)Th(n,γ)~(233)Th反应截面的测量

用中子活化法和离线γ能谱测量技术对2.8MeV中子引起的~(232)Th(n,γ)~(233)Th反应截面进行了测量.2.8 MeV强流中子由D-D中子发生器获得,中子注量率的波动通过测量伴随~3He粒子得到;中子的平均能量通过~(64)Zn(n,p)~(64)Cu和~(115)In(n,n′)~(115m)In的反应截面比得到.γ能谱采用低本底高分辨率高纯锗伽马谱仪进行测量.实验结果与已发布的截面数据及评价核数据库ENDF/B-Ⅷ.b4、JENDL-4.0u+和CENDL-3.1的数据进行了比较.利用模型程序TALYS-1.8对~(232)Th的中子俘获反应激发函数曲线进行理论计算,并与实验数据和评价数据进行了对比分析.     

Q(K*G)上的不变高斯扩张

设V是除环K上的完全赋值环,G是一个有纯锥P的Abel群,假设G在K上的交叉积K*G有右商除环Q(K*G),R是V在Q(K*G)上的一个高斯扩张。本文给出了R是V在Q(K*G)上的不变高斯扩张的一个充分必要条件。