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您的位置： 首页 -> 词典 -> 临界温度和能隙方程
1) critical temperature and energy gap equations
临界温度和能隙方程
1.
The critical temperature and energy gap equations in the Dicke model are studied by means of functional integrals method.
采用泛函积分方法研究了 Ｄｉｃｋｅ 模型中的临界温度和能隙方程， 计算了模型中的零温度能隙；此外， 还推导了 Ｄｉｃｋｅ 模型中的玻色型激发谱， 讨论了准子粒子的能量和光子振动频率的依赖关系。
2) superconductive critical temperature
超导临界温度[能]
3) critical biharmonic equations
临界双调和方程
4) critical temperature
临界温度
1.
Three-dimensional distance matrix and prediction of the critical temperatures of alkanes;
三维距离矩阵及预测烷烃的临界温度
2.
In the leading basic research of molecular thermodynamics new theory 8: semi-metal structural model of organic molecules and theoretical equation of the critical temperature;
分子热力学前沿基础研究领域中的新理论8:有机分子的半金属结构理论与纯质临界温度理论方程
3.
Prediction of the critical temperatures of alkenes from the information of mloecular structure;
应用分子结构信息预测烯烃的临界温度
5) critical porosity
临界孔隙度
1.
The method of computing porosity from shear moveout is established based on critical porosity.
利用横波时差计算剪切模量,同时引入临界孔隙度的概念,建立了利用横波时差计算孔隙度的方法,并给出了其中所有参数的计算方法。
6) Critical equation
临界方程
1.
Proceed from the structure and the,speed of small planetary-type fast grinding machine, it is found that the disengaging point of the grinding body and the structure of the mill have refer- ence to each other,the critical equation of collision between grinding body and container wall of the grinding machine has been deduced.
从小型行星式快速研磨机的结构和转速的特点出发,研究出磨机中研磨体与磨筒壁的脱离点与磨机的结构参数有关,同时推导出受磨机转速影响的研磨体脱离的临界方程;建立了磨机四杆机构结构参数对物料研磨率和研磨体的粉碎功率影响的表征模型,便于实现以物料研磨率和研磨体粉碎功率为目标的磨机结构参数的优化,并实现了磨机结构的动力学仿真。
补充资料：磁场中的能隙方程（energygapequationsinmagneticfield）
磁场中的能隙方程（energygapequationsinmagneticfield） 在有磁场存在时，能隙Δ是一个与位置r，磁场`bb{H}=\frac{1}{\mu_0}\nabla\timesbb{A}`和温度T有关的复函数。在BCS理论基础上，戈尔柯夫（Gorkov）用格林函数方法给出在T→Tc时的各向同性超导体的能隙方程。徐龙道、束正煌和王思慧在Δ/πkBT＜1的扩散温度区域给出了完整而具体的超导态自由能表式，并用电子有效质量近似给出了各向异性超导体的完整能隙方程：
$sum_{\mu=1}^3\frac{1}{2m_\mu^\**}(-i\hbar\nabla_\mu-e^\**A_\mu)^2\Delta(bb{r})$
$ \frac{8(\pik_BT)^2N(0)}{7\zeta(3)n_s^\**(0)}(ln\frac{T}{T_c})\Delta(bb{r})$
$ sum_{n=2}^oo(-1)^n\frac{2^5n(2n-3)!!}{(2n)!!}$
$*\frac{\zeta(2n-1)N(0)}{7\zeta(3)n_s^\**(0)}\frac{1}{(\pik_BT)^{2n-4}}$
$\times(1-\frac{1}{2^{2n-1}})|\Delta(bb{r})|^{2n-2}\Delta(bb{r})=0$（1）
$j_\mu=\frac{1}{\mu_0}(\nabla\times\nabla\timesbb{A})\mu$
$=-\frac{7\zeta(3)n_s^\**(0)}{8(\pik_BT)^2}$
$*{\frac{i\hbare^\**}{2m_\mu^\**}[\Delta^\**(bb{r})\nabla_\mu\Delta(bb{r})$
$-\Delta(bb{r})\nabla_\mu\Delta^\**(bb{r})]$
$ \frac{e^{\**^2}}{m_\mu^\**}|\Delta(bb{r})|^2A\mu}$（2）
上二式是联立方程式，式中ζ(2n-1)是RiemannZeta函数，ns*(0)和e*是库珀电子对在T=0K时的数密度和电荷，jμ和mμ*是平行主轴μ的超导电流密度和库珀对有效质量，μ0，kB和$\hbar$分别是真空磁导率，玻尔兹曼常数和除以2π的普朗克常数，N(0)是T=0K时的态密度。当m1*=m2*=m3*时就过渡到各向同性超导体的能隙方程，又若第一方程式只取至n=2为止，并在πkBT中近似令T=Tc，则联立方程又过渡到T→Tc时的各向同性的戈尔柯夫能隙方程的形式。方程（1），（2）的各向异性体现在各向异性的mμ*上。
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参考词条
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