DreamBlooms/HansPub-15000-to-45000 huggingface dataset:
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user: 2. 主要结果 使用记号：对 ，令 ， ， ， ， ， 下面我们来建立(E)当 时的振动准则 定理2.1设 ，若存在函数 满足 (2.1) 且 (2.2) 则方程(E)振动。 证：设方程有一个非振动解 ，不失一般性，设存在 ，使 ，对所有 都成立，此时 ，由方程(E)可得 (2.3) 即 在 上是减函数，因此 是不变号的，设存在 ，分两种情况来展开讨论： (i) 假设 ， 。 证明过程与文 [ 7 ] 的定理2.1证明类似，得到条件(2.1)，在此就不多做讨论了。 (ii) 假设 ， 。此时，(2.3)式变成 于是对于 有 ，即 (2.4) 在 上对(2.4)式中的s进行积分，得 令 ，得 (2.5) 于是得到 ，则 ，即有 即 (2.6) 由方程(E)和(2.6)式得 即 (2.7) 考虑广义Riccati变换 (2.8) (2.8)式对t进行求导，并由(2.7)知 (2.9) 又由(2.5)得： ，所以 以 乘(2.9)式两边，从 到 关于 积分，有 利用 ，上不等式变为 即 (2.10) 显然(2.10)式与条件(2.2)矛盾，因此，方程(E)振动。
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user: 3. 应用 例：考虑二阶微分方程 (3.1) 其中，我们取 ， 显然， ， ， ， 于是， ， 显然当 时，方程满足条件(2.1)和(2.2)，故由定理2.1知方程(3.1)振动。
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user: 摘 要 利用水热合成法制备了Pb 2 Te 3 O 8 单晶样品，通过晶体结构精修软件GSAS对X射线衍射图谱的精修确定了样品相及其结构参数。随后对Pb 2 Te 3 O 8 进行了红外吸收光谱以及高压拉曼光谱测试。红外光谱实验中确定了Pb 2 Te 3 O 8 对应的红外吸收峰位置，高压拉曼研究是利用金刚石压砧在室温下进行，在0.3~21.8 GPa压强范围内测定了拉曼光谱，通过分析拉曼峰的频移和劈裂变化情况，发现随着压力的增加所有振动模的频率是单调线性变化的并且没有新峰出现，拉曼谱图的这种变化表明在Pb 2 Te 3 O 8 在压力高达21.8 GPa高压拉曼实验中并没有压力引起的相变发生。 关键词 :Pb 2 Te 3 O 8 ，水热法，红外吸收光谱，高压拉曼光谱 Copyright © 2017 by authors and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 金属亚碲酸盐中由于Te (IV)有一对立体活性的孤对电子，使得其在磁性、荧光以及非线性光学材料等方面具有广泛的应用，并且吸引了大量学者对其开展研究 [ 1 ] - [ 7 ] 。Te 4+ 中4 s孤对电子使得Te (IV)具有非对称的配位环境，这使得金属亚碲酸盐可以表现出丰富的结构化学，而且很容易形成非中心对称的极性结构，这种极性结构可以决定其具有一些非常优异的物理性能，比如非线性光学二次谐波(SHG)、压电性、铁电性等 [ 8 ] [ 9 ] 。目前为止，有大量的金属碲(IV)氧化物曾被报道。在这些金属亚碲酸盐中通常包括 ， ， 这几个结构单元， 曾经在一些化合物比如CuTe 2 O 5 [ 10 ] ， CuTeO 3 [ 11 ] ， NiTe 2 O 5 [ 12 ] ， Nb 2 Te 4 O 13 [ 13 ] ， Ga 2 Te 4 O 11 [ 14 ] 中被观察到， 单元曾在CuTe 2 O 5 [ 10 ] ， Te 6 O 11 Cl 2 [ 15 ] ， V 2 MnTeO 7 [ 16 ] 以及BaMTeO 4 (PO 4 ) (M = Nb， Ta) [ 17 ] 中观察到，最后的 在亚碲酸盐中是很重要的结构单元，被报道存在于Zn 2 Te 3 O 8 [ 18 ] ， Ni 2 Te 3 O 8 [ 19 ] ， Mn 2 Te 3 O 8 [ 20 ] 和Cu 2 Te 3 O 8 [ 21 ] 这些金属碲氧化物中，然而这些亚碲酸盐都只是涉及到过渡金属，并没有主族金属。在主族金属中，Pb元素具有其独特的电子结构而吸引了很多学者的兴趣，曾有文章报道当引入Pb原子时其中Pb 2+ 中6s 2 孤对电子的存在可以破坏一些物质的中心对称结构 [ 22 ] - [ 30 ] ，产生新的结构以及性质，因此在金属亚碲酸盐中同时引入Pb、Te元素对其结构及性质也将会有很大的影响，因此在我们这篇文章中我们将通过水热合成法合成出主族金属亚碲酸盐Pb 2 Te 3 O 8 ，在所有这些碲酸盐中Pb 2 Te 3 O 8 的相关研究几乎没有，仅有的研究报道主要是关于它的结构研究，其分子结构模型如图1所示 [ 6 ] 。Pb 2 Te 3 O 8 单晶样品是通过在纯氮气流下在970 K温度的金坩埚中加热Pb 2 Te 3 O 8 结晶化合物12小时的方法得到，然后以1 K/h冷却速度将其冷却至293 K，通过此实验研究获得了Pb 2 Te 3 O 8 的晶体结构以及空间群信息。关于Pb 2 Te 3 O 8 的热力学性质的研究是由G. Gospodinov和L. Anastasia进行的 [ 1 ] 。通常高压下的多晶化合物比其常压下的化合物物更致密，并且通常具有分层或紧密堆积的结构，因此在新材料领域，高压相变结构的应用是非常有前景的。在本文中，我们通过水热法合成Pb 2 Te 3 O 8 并且对其晶体结构进行了分析，并且在金刚石压砧(DAC)中获得了高压原位拉曼光谱，与此同时还进行了红外吸收光谱研究。 图1. Pb 2 Te 3 O 8 的分子结构模型
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user: 2. 实验 使用购买的Na 2 TeO 3 (99.9%，科龙化工)和Pb(NO 3 ) 2 (99.9%，科龙化工)作为原料。将Pb(NO 3 ) 2 (0.222 g，0.6702 mmol)溶解在2 mL H 2 O中，然后将该溶液加入到8 mL的Na 2 TeO 3 (0.223 g，1.006 mmol)水溶液中，混合后出现大量白色沉淀。将该混合物置于13 mL的石英内衬的高压釜中，加热至230℃并保温24小时，然后让高压釜自然冷却4小时，取出含有样品的混合液体，过滤收集产物，用蒸馏水反复洗涤，并在空气中干燥，最终就可以得到Pb 2 Te 3 O 8 晶体，通过水热法制备Pb 2 Te 3 O 8 晶体的过程中最可能发生如下反应： 随后对从实验得到的晶体将进行一系列性能试验，XRD衍射实验是使用飞利浦X’Pert Panalytical衍射仪(CuKα辐射，λ = 1.54059Å)在室温下在5˚~90˚的2θ范围内扫描步长宽度为0.02˚进行合成的白色粉末的粉末X射线衍射分析)。晶体结构使用Rietveld分析程序GSAS进行了精修。样品也通过FTIR光谱(Thermo Electron Corporation， Nicolet 6700)进行了测试。 在高压拉曼光谱实验中，使用台面为400 μm的对称结构的金刚石对顶砧(DAC)，垫片为T301不锈钢，厚度为40 μm，孔150 μm。将约80 × 60 × 45 μm 3 的单晶样品颗粒与两个红宝石微晶一起放入封垫的孔中，加入硅油作为压力传递介质，采用红宝石荧光法 [ 15 ] 测定腔体压力。拉曼光谱测量使用的是定制的高压拉曼装置，光谱分辨率为约1 cm −1 的背散射装置(in-Via，Renishaw)。激发光激光的波长为λ = 532 nm，激光聚焦后光斑约为2 × 2 μm 2 ，激光功率约为8.3 mW。在室温下测量所有拉曼光谱测量，DAC中的样品承受的压力最高压至约22 GPa。
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user: 3. 结果与讨论 3.1. XRD 在用Rietveld方法分析软件GSAS对Pb 2 Te 3 O 8 进行精修后，得到了如图2及表1的精修结果。从图中我们可以观察出200，222和006位置处的峰强和标准图谱差距很大，它不能简单地通过优选取向来进行解释。精修开始时采用的原子位置来自于PDF卡片04-012-7415的中原子位置信息。结构参数精修结果列于表1。 图2. Pb 2 Te 3 O 8 在室温下的X射线衍射图(λ = 1.54056 Å)，室温下的实验数据(黑色●)，计算的衍射图谱(红色实线)，精修的残差(蓝色实线)和峰位(绿色|) Table 1 Structural parameters for the Pb2Te3O8 at room temperature atom site x y z g Uiso(A 2 ) Pb1 16h 0.30853 0.36824 0.41053 1 0.02 Pb2 8g 0.19287 0.51062 0.25 1 0.02073 Te3 4c 0.5 0.11312 0.25 1 0.02016 Te4 8f 0.5 0.30685 0.07619 1 0.02248 Te5 16h 0.38887 0.84566 0.41667 1 0.02844 Te6 8g 0.38875 0.56269 0.25 1 0.02722 O7 8f 0.5 0.05175 0.13058 1 0.0619 O8 8e 0.41949 0 0.5 1 0.02144 O9 16h 0.33379 0.6879 0.45818 1 0.02008 O10 16h 0.33999 0.67785 0.31854 1 0.02087 O11 16h 0.33535 0.06271 0.38787 1 0.04008 O12 16h 0.43521 0.4688 0.11737 1 0.05848 O13 8g 0.43762 0.91123 0.25 1 0.03 O14 8g 0.36122 0.33865 0.25 1 0.03075 表1. 室温下Pb 2 Te 3 O 8 的结构参数 a 空间群 Cmcm (63)， Z = 12， 晶格参数(正交相): a = 19.4526(5) Å， b = 7.11013(17) Å， c = 18.8150(4) Å， V = 2602.30(16) Å 3 ， R wp = 4.05%， R p = 2.58%. 3.2. Pb 2 Te 3 O 8 的FTIR测试 图3是Pb 2 Te 3 O 8 在4000~200 cm −1 波数范围的红外吸收光谱。由于材料中存在的可溶性CO 2 的原因我们在2360 cm −1 位置处检测到了CO 2 吸收峰的存在。在1637 cm −1 和3445 cm −1 处观察到的两个红外 图3. Pb 2 Te 3 O 8 的红外吸收光谱 吸收峰属于羟基(OH − )的伸缩振动模式，这说明在制备KBr颗粒以进行FTIR测量时由于空气湿气而使材料表面有吸附水的存在。因此Pb 2 Te 3 O 8 的红外吸收光谱是在400~900 cm −1 波数范围，从图中我们可以看到主要有5个吸收峰，它们分别位于404 cm −1 、578 cm −1 、658 cm −1 、694 cm −1 、739 cm −1 位置处。根据Gaitán的研究我们认为600 cm −1 ~700 cm −1 波数段的振动属于Te-O键的伸缩振动 [ 31 ] 。另外根据已有的相关研究我们推测658 cm −1 处的吸收峰是属于TeO 4 中轴向Te-O键的伸缩振动，在694 cm −1 处的吸收峰是属于轴向Te-O键的反对称伸缩振动，739 cm −1 处的吸收峰是属于轴向Te-O键的径向振动 [ 31 ] [ 32 ] 。 3.3. Pb 2 Te 3 O 8 的高压拉曼测试 为了研究和探讨Pb 2 Te 3 O 8 在高压下的结构性质，本文用金刚石对顶砧装置原位测量了Pb 2 Te 3 O 8 加压过程的拉曼光谱，图4(a)是Pb 2 Te 3 O 8 在加压过程选取的部分压力点的拉曼谱。从图中可以观察到有11个拉曼峰，并且随着压力的增大，拉曼峰位整体向着高波数段移动。在110 cm −1 ~370 cm −1 低波数段中所有的峰位在压力增大的过程中均出现蓝移，峰强逐渐减弱的趋势，在18.2 GPa以后均是很微弱的存在。从图中观察到5 GPa时120 cm −1 位置处出现一个新峰，这并不是劈裂或者相变引起的新峰，而是由于100 cm −1 之前的峰位的较快的移动所导致。在压力不断增大以后162 cm −1 和182 cm −1 位置处的两个峰由于移动速度的不同在10.3 GPa时几乎重合。在增压过程659~764 cm −1 高波数段739 cm −1 和764 cm −1 两个峰也逐渐接近近似重合，这是由于在蓝移过程739 cm −1 位置处拉曼峰移动速度比764 cm −1 位置处峰大，因此两个峰不断的接近。为了更直观的表示拉曼光谱随压力的变化，图4(b)显示了Pb 2 Te 3 O 8 的拉曼振动模随压力的变化关系，从图中可以看出随着压力的增加，振动模是在往频率增大的方向单调变化的，在10.3 GPa以后162 cm −1 和182 cm −1 位置处两个峰以及739 cm −1 和764 cm −1 位置处两个峰在不断接近，这是由于振动模对压力的不同敏感性所导致的峰位移动过程的拉曼峰重合。在整个高压拉曼实验中，并未有新峰或者劈裂出现，这意味着Pb 2 Te 3 O 8 的结构在高达21.85 GPa的压力下一直是稳定的，并没有新相的出现。 图4. (a) Pb 2 Te 3 O 8 的高压拉曼振动光谱；(b) Pb 2 Te 3 O 8 的拉曼振动随压力的变化关系
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user: 4. 总结 本文中我们对Pb 2 Te 3 O 8 样品进行了水热法合成及性能测试。在红外光谱实验中，我们确定了Pb 2 Te 3 O 8 主要有5个吸收峰，它们分别位于404 cm −1 、578 cm −1 、658 cm −1 、694 cm −1 、739 cm −1 位置处。根据之前的研究我们可以推测在600 cm −1 到 700 cm −1 波数段的吸收峰属于Te-O键的伸缩振动，658 cm −1 处的吸收峰属于TeO 4 中轴向Te-O键的伸缩振动，694 cm −1 处的吸收峰属于轴向Te-O键的反对称伸缩振动，739 cm −1 处的吸收峰属于轴向Te-O键的径向振动。然后用金刚石对顶砧原位测量了Pb 2 Te 3 O 8 晶体的高压拉曼光谱，压力增大的过程中，拉曼峰整体蓝移，由于不同峰的移动速度不同，在162 cm −1 和182 cm −1 位置处的峰以及739 cm −1 和764 cm −1 位置处两个峰位在不断接近，这是由于移动速度的不同导致一个拉曼频带跨过另一个频带。在最高压力高达21.8 GPa的加压过程中，Pb 2 Te 3 O 8 的拉曼谱中并未有新峰出现或者劈裂。
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user: 摘 要 巨型迈克尔逊激光干涉仪是探测引力波的有效手段。本文研究了激光干涉引力波观察仪(Laser Interferometer Gravitational-Wave Observatory， LIGO)中的干涉臂长、干涉激光波长和频率等物理量在引力波振幅与引力波潮汐力作用下的变化量。本文总结出引力波引起LIGO干涉相位移动的五个物理因素: ①干涉臂标准长度的纯几何改变(非潮汐力贡献); ②激光标准波长的纯几何改变(非潮汐力贡献)；③干涉臂长度受潮汐力影响导致的改变(属引力波潮汐力贡献)；④激光波长受潮汐力影响导致的胀缩效应(属引力波潮汐力贡献)；⑤激光频率的弱相干效应。在引力波作用下，在互相垂直的两条干涉臂中的激光会有不同频移，这一频率弱相干条件也会影响干涉相位差。本文说明引力波潮汐力(引力落差)所导致的干涉激光波长屈伸效应能在LISA (Laser Interferometer Space Antenna)中有测量意义。本文还讨论了GW150914引力波信号频率变化率与描述螺旋合并双黑洞的引力波Blanchet频率方程之间的符合程度，发现GW150914引力波信号观察与理论在±30%差距上相符。 关键词 :引力波干涉仪，引力波潮汐力，LIGO相移，频率弱相干性 Copyright © 2017 by author and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 1915年，爱因斯坦基于三个基本工具或基本线索(以狭义相对论在弯曲空间的推广作为基本出发点、以黎曼几何为基本数学手段、以牛顿引力为弱场近似迎合条件)为基础建立了广义相对论 [ 1 ] [ 2 ] [ 3 ] 。广义相对论解释和预言了太阳系内若干新引力效应，如水星近日点反常进动、星光弯曲、引力红移、雷达回波延迟等现象，理论与实验的一致性让物理学家们相信广义相对论是一个正确的相对论性引力理论。正如加速运动的电荷会辐射电磁波，加速运动的质量也会辐射出引力波。广义相对论预言了引力波的存在 [ 1 ] [ 2 ] [ 3 ] [ 4 ] 。根据该理论，时间与空间并非刚性，而是可以弯曲与扭曲的，如弯曲表现为引力(曲率)，扭曲表现为挠率。时空的弯曲可以以时空的振动(涟漪)传播开来，表现为引力波。在过去五十年，探测引力波的手段主要有二 [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ] ：质量四极振子共振法与激光干涉法。前者由于噪声太高、探测频率单一、需要维持低温，效率不高。探测引力波的希望被寄托在激光干涉法。 激光干涉法需要设计巨型迈克尔逊干涉仪。为了能测量到微弱引力波经过时导致的迈克尔逊干涉仪干涉相位的移动，需要从三个角度来提高测量精度：千米长的干涉臂(以便放大干涉相位移动)；高的激光功率(光子数越多，越能提高清晰度)；多的反射次数(增加干涉臂的有效长度) [ 2 ] 。随着激光干涉技术、各种减震技术、数据分析技术的发展，经过三十多年多次LIGO技术改进，目前激光干涉引力波观察仪(Laser Interferometer Gravitational-Wave Observatory， LIGO)探测手段已经能测量到幅度为 量级(无量纲)的引力波。 2015年9月14日，位于路易斯安那州(Livingston)和华盛顿州(Hanford)的两个“激光干涉引力波天文仪”(LIGO)均独立接受到了一阵相同的时空涟漪(引力波) [ 8 ] 。该引力波事件被称为GW150914。它们被认为来自13亿光年(误差约正负五亿光年)之外的质量分别为大约36倍太阳质量和大约29倍太阳质量的超越恒星水平级的两个黑洞合并过程。探测到的引力波频率为35~250 Hz，引力波幅度为 。该引力波事件的误报率为二十万三千年一次 [ 8 ] 。GW150914事件既被认为是人类历史上首次直接探测到了引力波，也被认为是在历史上人类首次观察到了(用引力波来观察)“双黑洞合并”这一宇宙中最剧烈的事件，从而人们也可以认为GW150914事件真正开创了引力波天文学 [ 8 ] 。继GW150914之后不久，美国路易斯安那州和华盛顿州的LIGO研究组又于2015年12月26日探测到另一个也来自双黑洞合并的引力波信号GW151226 [ 9 ] 。 本文主要介绍和研究了LIGO中的干涉臂长、干涉激光波长和频率等物理量在引力波振幅与引力波潮汐加速度作用下的变化量，尤其是引力波LIGO激光波长的引潮力屈伸效应及频率弱相干条件对干涉相位的影响，其核心方法是研究LIGO干涉臂两端悬浮镜和干涉臂内光子(在引力波振幅和引力波潮汐加速度作用下)的运动方程。本文中的推理是按照本人的理解和钻研编排的，仅供对引力波探测原理感兴趣的研究人员参考。本文不涉及引力波探测具体技术(如各种减震技术与去噪声技术)。 本文认为，引力波引起LIGO干涉相位移动有五个物理因素：①干涉臂长度的纯几何改变(非潮汐加速度贡献)；②激光波长的纯几何改变(非潮汐加速度贡献)；③干涉臂长度受潮汐加速度影响导致的改变(属引力波潮汐加速度贡献)；④激光波长受潮汐加速度影响导致的胀缩效应(属引力波潮汐加速度贡献)；⑤激光频率的弱相干效应(因引力波的存在，互相垂直的干涉臂内的激光频率有略微不同)。其中①②两条效应恰好互相精确抵消(这类似如下一个比方：一根受热胀冷缩影响的钢尺测不出一根用同材料制成的钢条的热胀冷缩系数)，所以①②两条可以不计；第③条即为传统文献内所提的LIGO干涉相移来源；第④条在LIGO实验中不重要，但在未来的LISA(Laser Interferometer Space Antenna)实验观察中重要 [ 10 ] [ 11 ] 。由于本文研究LIGO相移，所以不再对第④条详细分析；第⑤条是本文研究重点。根据光的波动干涉理论，产生稳定干涉图纹的条件是：两列光波具有相同频率、位相差恒定且振动方向一致。在引力波存在时，激光的色散关系是： 。一旦出现引力波，激光的色散关系是 ，其中 相对于1的偏离，就是引力波波幅。我们可以看出，当引力波存在时，激光频率 发生了改变(相对于当引力波不存在时)，数值改变量正比于引力波振幅。进一步可以分析，沿着X和Y轴干涉臂传播的激光的频率改变量是相反的，因为 与 相对于1的偏离量(即 与 )刚好大小相等、符号相反，因此干涉条件(两列光波具有相同频率)便不再精确满足，不再能形成稳定干涉图纹。我们发现，第⑤条因素导致的干涉相移与第③条恰好大小相等。但是，文献中一般仅仅介绍第③条因素而忽略第⑤条因素，这就导致所计算的干涉相移只有实际值的一半，这样与LIGO实验比较，会造成人为将引力波振幅数值放大一倍的后果。若真是这样，那么实际的引力波源距离地球，可能只有原先预测值的一半。如GW150914引力波信号被认为来自约13亿光年之外的两个黑洞合并过程，那么如果考虑上面第⑤条因素，实际引力波源可能仅仅位于六七亿光年之外。 本文计算引力波LIGO相移十分翔实具体，这当然有利于读者，但也使得本文陈述显得冗长。之所以如此翔实考察，是因为我们怀疑过去几十年对LIGO相移的计算并不完整，即他们仅仅考虑由引力波潮汐加速度引起的LIGO干涉臂长度变化所产生的“潮汐相移”(tidal interference phase shift)，而忽视了由(弱相干)激光频移致使的干涉相移(X轴与Y轴干涉臂内传播的激光在引力波作用下其频率其实并不相同)，我们发现此“弱相干性相移”(weak-coherence interference phase shift)在数值上与“潮汐相移”大小相等，因此也必须考虑其在LIGO实验中的贡献。
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user: 2. 作用量原理与引力场中质点的短程线方程 为了研究在引力波作用下LIGO干涉臂长度变化及激光各参量(波数和频率)的变化，我们需要研究干涉臂终端悬浮镜和干涉臂内光子的运动方程。首先我们研究弯曲时空中的运动粒子的作用量原理与引力场中质点的短程线方程。按照一般的狭义相对论经典粒子力学，质点的作用量为 ，其中 为 四维时空线元。此做法可以推广到弯曲时空，即 。于是弯曲时空内质点作用量为 (1) 其中四维逆变速度定义为 ， (希腊指标 )。于是质点的Lagrange量为 。当然，在运动方程中 会等于1。不过在Lagrange量中(此时运动方程还未得到)，我们还不能认为 等于1，只能把它看作是一个可供做变分运算的泛函，泛函变量是 与 。 根据Euler-Lagrange方程 (2) 我们可以计算得到 (3) (4) 此时可以使用 条件，于是利用Euler-Lagrange方程(2)，我们得到质点在引力场(弯曲时空)中的运动方程(短程线方程) (5) 当然，它其实就等价于协变方程 ，其中无挠Levi-Civita联络(Christoffel符号)为 。 上法其实并不新鲜，在一般广义相对论教材中已经隐含。在上面的方法中，我们选取了四维时空距离 作为演化(发展)参数，这明显具有广义坐标变换不变性。其实我们也可以选取时间 作为演化参数。虽然它不具有明显的广义坐标变换不变性，但是所得结果与前述方程(1)一致。该法(选取时间 作为演化参数)的目的主要是为了将引力场中的质点力学与传统分析力学衔接起来。讨论如下： 在时轴正交情形下，质点的作用量为 (6) 其中拉丁指标 。故而质点的Lagrange量为 (7) 其中三维普通速度为 ， 。为了方便，我们定义一个有效速度 。于是我们可以得到 (8) 其中 ，最终得到 (9) (时空指标 )。由于 ，所以 (10) 另一方面，粒子的正则动量为 (11) 于是根据Euler-Lagrange方程 ，我们就可以得到质点的运动方程 (12) (空间指标 )，此也即(5) (对应于指标 )，其中用到了 。 下面我们来看该法下的质点粒子的哈密顿量 。先计算粒子的正则动量 (空间指标 )，于是根据分析力学，质点粒子的哈密顿量应当为 (13) 该式子进一步可以写为 (14) 我们立即可以看出，引力场中质点粒子的哈密顿量为 (15) 此即 ( 为四维协变动量第零分量)。这里我们用到了如下关系式 、 以及 。式(15)的哈密顿量的弱场近似包含了我们所熟悉的牛顿力学机械能： (16) 以上是本作者提出的引力场中质点粒子的分析力学理论方法。该方法说明引力场中质点粒子的四维协变动量第零分量可以看作是一个可测哈密顿量( )，因此研究四维协变动量在引力波作用下的变化尤为重要。
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user: 3. 干涉臂长度和激光波长的纯几何改变(非潮汐加速度贡献) 广义相对论中的(标准)长度、动量受引力波的两类贡献而发生变化：纯几何意义上的变化、引力潮汐力(引力落差)致使物理量(长度、波长)屈伸。纯几何意义上的长度变化与引力波度规直接有关，度规的梯度即为(传统的)引力场强，不过这类效应原则上可以借助等效原理把它们消去。但是，引力场强的梯度即引力落差也即引力波导致的(质点粒子之间的)潮汐加速度，与黎曼曲率有关，它是不可被等效原理消去的。 这里先研究第一类效应(在引力波影响下纯几何意义上的干涉臂长度变化与激光波长变化)。下面先简要介绍LIGO干涉仪探测引力波的基本工作原理(这方面文献很多，例如 [ 2 ] [ 3 ] [ 4 ] )。LIGO干涉仪(图1)由两个相互垂直的长为四千米的干涉臂组成，干涉臂末端悬浮着具高反射率的镜面。在两臂交点处有一个束分器，激光从光源射出，光束被束分器一分为二，进入互相垂直的干涉臂内，传播四千米后，被干涉臂末端的反射镜反射回束分器。为了提高干涉臂有效长度，激光束还可以在干涉臂中来回振荡反射几十到几百次。最终两干涉臂内的激光返回来交会到束分器处，再汇集到光探测器上，形成LIGO干涉条纹。引力波会导致两干涉臂长度发生大小相反的变化(如一臂的长度略微变长，另一臂的长度略微缩小)，从而发生由引力波导致的激光干涉相移效应。 图1. 探测引力波的激光干涉仪示意图 [ 8 ] [ 9 ] 。位于美国路易斯安那州(Livingston)和华盛顿州(Hanford)的两个引力波激光干涉仪均是巨型迈克尔逊干涉仪，在每个干涉仪中，两条互相垂直的干涉臂(两个悬浮镜之间)均长四千米。如果引力波垂直入射X-Y平面，引力波的横波特性会致使X与Y干涉臂长度发生变化，从而影响迈克尔逊干涉仪干涉相位。为了放大LIGO相移和提高测量精度，每一个干涉臂包含了一个光学共振腔，可以让相移放大300倍。强的激光功率可以提高干涉相位的测量精度，位于激光输入端(向干涉臂输入)的功率循环器(Power Recycling，也称为功率倍增器)可以放大激光功率几千倍；位于激光输出端(向光探测器输出)的信号循环器(Signal Recycling)可以优化引力波信号提取质量 [ 8 ] 设时空内存在(横波零迹规范)引力波，四维时空线元为 (17) 其中引力波幅(横波)为 ， ，其数量级为 (无量纲)。引力波传播方向为Z轴(垂直于两干涉臂)，巨型迈克尔逊干涉仪中互相垂直的两臂分别位于X和Y轴，两束激光分别在两条干涉臂中传播与反射(可多次循回以增大干涉臂有效长度)。两干涉臂两端都挂有悬浮镜(如用石英丝悬挂)，用来反射激光。每条干涉臂两端的悬浮镜之间的距离称为干涉臂长(其逆变长度可以表示为 、 )。 我们先研究悬浮镜在引力波作用下的运动方程： ，其中无挠Levi-Civita联络(Christoffel符号)为 (18) 我们设悬浮镜初始(速度)条件为 ， ( )。在引力波作用下，干涉臂长度改变了 ，那么悬浮镜速度为 。于是悬浮镜运动方程 就退化为 ( 内其它与 有关的项因为太小可以不计)。由于 ( )，由此可以看出，悬浮镜的加速度为零(包括加速度第零分量 与空间纵向分量加速度 也为零)。因为 ( 为空间指标) ，我们得到干涉臂终端的悬浮镜速度 为常数的结论(即 不因为引力波到来而改变)。既然在引力波到来之前悬浮镜是静止的( )，于是在引力波到来之后，悬浮镜仍应该静止(因为悬浮镜加速度 )，那么我们进一步有 。这等于说悬浮镜位移改变量 ，即悬浮镜位置没有因为引力波到来而改变。所以，干涉臂(逆变)长度 ， 不变(即 与 不受引力波波幅的纯几何意义上的屈伸影响)。 特别值得强调，由于 时， 也为零，那么 ，干涉臂终端的悬浮镜的 为常数(即 不因为引力波到来而改变)。由于在引力波到来之前，我们有四维时空线元 ，其中 为悬浮镜速度，那么 。由于悬浮镜静止(即 )且一直静止(因为 )，意味着 (在引力波到来之前)，在引力波到来之后，仍旧有 ，即 为1(指标 为空间指标)，也即悬浮镜并没有因为引力波到来而运动，即悬浮镜速度 恒为零(当然，这里仅仅研究悬浮镜之短程线运动，扣除了引力波潮汐加速度的贡献。潮汐加速度贡献将在下节讨论)。 下面研究干涉臂内激光光子的运动。利用 ( 为光子四维波矢量，是一个协变矢量； 为普朗克常数)，由方程(5)，激光波数遵守方程 (19) 由于激光沿着X或Y臂传播，所以 与 在时间分量上与X， Y轴分量上都有非零数值。由此光子的四维波矢量(协变波数)方程为 (20) 我们发现：当指标 时，所有 ( 取 )都为零。这说明 与 不变(即不受引力波影响)。但是光子的协变波数 是有细微变化的(不过 的变化不会影响干涉相位)。当时空指标 时，显然由于 ， ，故而波数第零分量(激光频率) 是变化的(所以，激光频率在引力波作用下是要变化的)，从而它使得两干涉臂中的激光不再满足相干条件(我们称之为激光频率“弱相干(weak coherence)条件”。由此产生的干涉相移是本文的重点，因为它在前人文献内疑似未曾指出)。如仅仅考虑沿着X轴干涉臂内传播的光子，方程(20)即为 (21) 由于对光子，我们有 ， ，显然可得 。此结果也可以这样来说明：在 两边乘以静止质量 (我们不限于讨论光子)，得到 (22) 由于四维时空距离是 ，而对于光子， 极限为零， 的极限也为零，但是 这个0/0的极限并不为零，而是正比于 。于是我们得到 (23) 其中用了 。最终我们也可以得到 。在该式两边对时间积分一次，再利用引力波波幅 ，我们发现 的改变量 满足方程： (24) 此结论即为第6节即将用另法( )得到的干涉激光频率改变量 [即本文用两法证明了激光频率在引力波作用下是要发生改变的，且X与Y轴上的激光频率改变量相反，由此我们认为，这将导致LIGO中的因频移引发的“弱相干相移”(weak-coherence phase shift)]. 本节结论：上面已经证明激光光子的协变波数 、 不受引力波影响；干涉臂(逆变)长度 、 也不变，故而干涉相位 与 不受引力波影响。但是，X与Y轴上的激光频率在引力波作用下是要发生改变的(改变量相反，即 和 )，由此将导致LIGO中的弱相干相移(我们将在第6节专门研究弱相干相移)。 以上是从激光场的协变波数与干涉臂的逆变长度等角度来看待干涉相位的。在微分几何中，任何矢量物理量都有协变与逆变之分(如协变时间、逆变时间；协变坐标、逆变坐标；协变动量、逆变动量)。虽然这些量并无直接度量的意义，但是对于计算可测标量(如干涉相位)，十分方便。通常，这些物理量(协变与逆变矢量)也可以转化为标准(固有)量，此时才具有直接的度量意义，我们来研究干涉臂的标准(固有)长度与干涉光子的标准(固有)波数。我们只看一条干涉臂(X轴干涉臂)，其标准长度 ，而激光光子的标准波数为 ，于是干涉相位 (25) 不变(因为在精确到引力波幅度平方 的条件下， 与 互为倒数)。或者也可以做这样的理解：由激光光子标准波数 ，激光标准波长为 (26) (注：在本文的度规选择法 中，协变波数 是一个负数)。干涉相位就是 。尽管干涉臂标准长度 在引力波作用下会屈伸，但与此同时激光标准波长 在引力波作用下也以同等比例屈伸(即被测长度与标准尺共同拉伸或收缩，比例系数都是 )，所以最终干涉相位并不受引力波影响，干涉臂的标准臂长的纯几何形变其实不可测。以上多种理解(无论就物理意义还是数学表述)其实都是等价的。
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user: 5. 引力波潮汐加速度致使激光波长胀缩效应 激光波长能否在引力波潮汐力作用下伸缩？由(27)， ( ， 为光子的四维波矢量)，取指标 ， (63) ( 取 )。由于非零的黎曼曲率张量分量为 ， ， ，于是我们可以判断 中所有项都为零，所以激光光子 并不受到引力波潮汐加速度影响。 取指标 (针对X轴干涉臂)，我们有 (64) ( 取 )。当 取 ，非零项仅仅有 ；当 取 ，非零项仅仅有 。由于 ， ，故而由 ，我们得到 (65) 先不去计及 内的Levi-Civita联络(Christoffel符号)导致的 改变(于是把协变导数 改为普通导数 )，且考虑到 ，故而 (66) 对该方程两边作关于时间的积分，可以得到： ，或者 (67) 我们来估算一下这个变化量 ： 量级为 ， 量级为 ( 为引力波角频率， 为引力波波长)。于是我们可以得到 的数量级为 与 。由于地面上的LIGO探测到的引力波频率约为10~1000 Hz，引力波波长 为10 6 m数量级左右，而LIGO干涉臂长 ， 为4 km (路易斯安那州(Livingston)和华盛顿州(Hanford)的两个LIGO)，所以 与 只有千分之几。由此说明，由引力波潮汐力导致的 (与激光波长伸缩有关)对于地面上的LIGO而言可以不计，但是对于太空中的LISA(Laser interference space antenna)，由于干涉臂长 ， 变长很多倍，可以与100 Hz的引力波波长比拟，故而该由引力波潮汐加速度致使的激光波长伸缩效应需要考虑(当然LISA力图探测低频的引力波，如1 Hz以下情形，那么它也不一定需要考虑该效应)。 本文总结出影响“激光干涉引力波探测仪”(LIGO)五个干涉相移的物理来源，其中第一二个来源(干涉臂标准长度的纯几何改变、激光标准波长的纯几何改变)均属于非潮汐力贡献，它们恰好互相抵消。过去关于引力波探测的基本文献内一般不提及这两个因素，也是因它们恰好抵消所致。第三个来源是干涉臂长度受潮汐力影响导致的改变(属引力波潮汐力贡献)，这正是激光干涉引力波观察仪所探测的目标，也是文献内所强调的LIGO干涉相移。第四个来源是激光波长受潮汐力影响导致的胀缩效应(属引力波潮汐力贡献)，其在地基LIGO观察仪中不重要，因为所探测引力波的波长远比LIGO干涉臂长几个数量级。下面即将讨论的第五个来源系激光频率的弱相干效应，是本文重点。一般LIGO文献认为沿着X和Y轴干涉臂的激光因为来自同一个激光源，故而频率相等，满足相干性条件。但是实际上，由于引力波的存在，这两支干涉臂内的激光频率会发生相反的移动(我们称之为“弱相干性”)，本文将用多种计算方法(光子短程线方程以及激光零波数方程)证明了这一点，因此我们相信由于激光频率弱相干性，LIGO内应当还存在“弱相干相移”。这一点在实验上有待精确的LIGO数据分析来验证。
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user: 6. 激光频率的弱相干性导致的LIGO相移 我们指出X与Y轴干涉臂内的激光在引力波作用下有不同的频移。激光频率的弱相干性是本文讨论的一个重点。在引力波到来之前，巨型迈克尔逊LIGO干涉仪X与Y臂内的光子是相干的，它们的频率严格相等。但是一旦引力波到来，X与Y干涉臂内的光子频率会有细微不同，这也是巨型迈克尔逊LIGO干涉相移的一个来源，但文献中似乎都不提这个效应，即他们或许认为引力波的到来不会影响激光频率。下面我们将证明，引力波的存在会导致激光频移。 引力波的波幅(协变度规)为 ， ， ，其逆变度规为 ， ， 。干涉激光光子满足 (其中 为空间指标)。我们研究沿着X轴干涉臂运动的光子。它的频率由下式决定： ( 为引力波作用下沿着X轴干涉臂运动的光子频率，由于度规00分量为1，故而不必区分激光逆变频率与协变频率)。由于前面已经论证 并不受引力波影响，故而 ，其中 为无引力波情形下的激光频率(unperturbed frequency)，所以 。注意：协变波数 是负数。所以，X轴干涉臂内的光子频率改变量和频率分别为 (68) 同理，沿着Y轴干涉臂运动的光子的频率由下式决定： ( 为引力波作用下沿着Y轴干涉臂运动的光子频率)。由于 并不受引力波影响，故 。所以，Y轴干涉臂内的光子频率改变量和频率分别为 (69) 由于两干涉臂内的光子频率不再相等(激光频率弱相干)，我们就需要研究弱相干条件下的光的干涉相位：根据干涉理论，设两光的电场幅度分别为 (70) 它们的合振动强度为 (71) 其中交叉项 (72) 众所周知， 与 的时间平均分别为 与 ；激光干涉项中的高频部分 其时间平均为零，而对于剩余的项 ，如果 严格等于 ，则它体现为稳定的干涉条纹。但是如果 并不严格等于 ，而是有微弱的偏差，那么激光干涉图样 就会受时间调制。以上是普通的光干涉理论。非零的相位 即可以称为“弱相干相位”。下面研究在引力波存在时的“弱相干相位”。 我们已经计算得到：在引力波存在时，X， Y干涉臂上的激光频率不再相等，它们与引力波到来之前的频率相比，分别改变了 ， 。由此弱相干相位是 ，其中 。计算 ，需要分时间段讨论，因为干涉的两束光在X， Y干涉臂上所驻时间并不同，它们从激光源出发，其实是在不同时刻( 、 )到达束分器的，然后经过若干次的来回振荡，在相同时刻 回到分束器从而发生干涉的。经过分段积分，弱相干相移 的表达式可以写为 (73) 注意： 始终等于 ，但是 在X轴SS段(从激光源S到达束分器S之前)等于 ，在Y轴干涉臂上等于 。所以，由激光频率弱相干导致的相移 等于 (74) 进一步可以写为 (75) 其中第一项(第一个方括号内)为 ，第二项(第二个方括号内)近似等于 ( 项的效应可以不计)。如此说来由激光频率移动导致的弱相干LIGO相移为 (76) 现在我们就有重要结果： 由引力波潮汐力导致的LIGO巨型迈克尔逊干涉仪相移 与由激光频率弱相干性导致的相移 分别为 (77) (78) 那么它们之和为 (79) 而一般文献只考虑了 ，它只有 的一半。这可以论证如下：由前述， 和 ，我们就有 ，于是我们得到一个重要关系式 (80) 由该关系式，我们发现 (潮汐相移)与 (弱相干相移)确实相等，都为 (81) 那么它们之和为 这是本文最重要的结论。
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user: 8. 引力波时空内的激光波数零方程的运用 运用引力波时空内的激光波数零方程(wavenumber nullness equation)也可以计算LIGO相移。此法可见Thorne所著文献 [ 17 ] 。正如我们所料，那里因为没有考虑X与Y轴干涉臂内的激光频率弱相干性，所得LIGO相移仅仅只含潮汐加速度相移 ，也即我们所认为的总相移的一半。我们重新研究该问题 (需要注意的是，本文所用度规与Thorne所用度规 [ 17 ] 相差一个负号)。由于激光波数满足 ，这里四维波数被定义为 ( 为激光相位)，如激光频率 (正数。此为协变频率，由于引力波度规特征 ， ，逆变频率与协变频率相等)，激光协变波数 (负数)。根据式(17)内的引力波度规，我们为简化，先略去引力波 ，仅仅考虑引力波 ，那么引力波度规为 (95) 其中度规分量 ， ，它们的逆就是 ， (因略去了 ，否则 与 会复杂一些)。于是根据 ，LIGO装置X轴干涉臂上的光子波数零方程为 ( 为X轴干涉臂上的光波相位)，即 (96) 同理，在Y轴干涉臂上的激光光子的波数零方程为 (97) 其中 为X轴干涉臂上的光波相位。 对于X轴干涉臂内的光子，方程(96)的解(光波相位)可以分为前进解 与返回解 。受Thorne文献 [ 17 ] 启发，我们构造前进解 为 (98) 其中函数 (可以看作引力波脉冲面积， )， 为引力波到来之前的LIGO激光频率(unperturbed frequency)，它是未曾受微挠的频率(unperturbed frequency)。我们设束分器位置为 、 。将(98)代入(96)，我们来定出该解内的参数 和 。先计算X轴干涉臂内的光波相位的一阶时间导数与一阶空间坐标导数： (99) 那么它们的平方分别是 (100) 于是我们由(100)式的第二个关系，在两边乘上 ，我们就可以得到 ，忽略 小项，此(右端)也可以进一步化为 。为了让激光波数零方程(96)成立，结合(100)式的第一个关系，显然我们要求 ，而 可以为任意实数。进一步而言， 将由其它条件来确定，如本文前面已经证得，激光协变波 数 不受引力波影响，于是由 ，则要求 ；或者也可以根据前面已经所得，X轴干涉臂内的激光频率应为 ，于是由 ，也要求 及 (注：我们已经选定引力波幅度 )。 对于X轴干涉臂内的光子，它在 (终端反射镜)处要被反射，于是方程(96)的返回解 可以设为 (101) 这里， 相当于光子到达干涉臂终端镜面并反射后退回到干涉臂内位置 处之前已经传播了的总距离(即 与 之和)。将所设立的解(101)代入方程(96)，我们也来定出该解内的参数 和 。先计算X轴干涉臂内的光波相位 的一阶时间导数与一阶空间坐标导数： (102) 那么它们的平方是 (103) 于是在(103)式第二式两边乘上 ，我们就可以得到 ，此式(右端)可以进一步化为 (已经忽略 小项)。显然，为满足激光波数零方程(96)，我们亦要求 ，而 为任意实数。实际的 参量将由其它条件来定，如本文前面已经算得，协变波数不受引力波 影响，于是由 ，要求 ；或者根据前面已经所得，X轴干涉臂内的激光频率应为 ，于是由 ，也要求 及 (注：我们已经选定 )。 前进解 与返回解 的关系是：返回解在后，前进解在前，返回解的相位积累了前进解的相位。当 取 时，它们相等( )，因为 (悬浮镜终端)是前进解的末端位置，也是返回解的起始位置。 上面已经考虑了在X轴干涉臂内的光子的前进解相位与返回解相位。下面我们考虑在Y轴干涉臂内的光子。根据在Y轴干涉臂上的光子的波数零方程(97)，前进解 与返回解 分别为 (104) 同理可以论证，我们亦要求 ，而 。前进解 与返回解 的关系是：返回解在后，前进解在前，返回解的相位积累了前进解的相位。因为 (悬浮镜终端)是前进解的末端位置，也是返回解的起始位置，所以当 取 时，它们自然相等( )。 现在我们可以计算巨型迈克尔逊干涉仪的干涉相移了。只要将 与 处的返回解相减即可，即 ，其中 (105) 那么巨型迈克尔逊干涉仪的干涉相移是 (106) 在引力波作用下，两条干涉臂长 、 不再相等(即使在引力波到来之前它们严格相等)。我们假设未受引力波扰动的干涉臂逆变长度为 (如果不考虑引力波潮汐加速度影响，它们是常数)。一旦受引力波潮汐力影响，那么长度就分别变为 与 。根据本文前面已经计算得到的结果： ， ，它们之差是 。于是因引力波引起的LIGO干涉总相移为 (107) 以上 内的两项其物理含义非常明确： 是引力波潮汐加速度导致干涉臂长度变化[即 与 ]所产生的相移， 是由激光频移导致的弱相干相移。 在数值上就等于 (其中 ， )。本文前面已经论证出 在数值上也等于 (当引力波波长远远大于干涉臂长时)。这样，上面(107)内的 其实就是LIGO巨型迈克尔逊干涉仪由潮汐加速度引起的潮汐相移 和由激光频率弱相干导致的弱相干相移 之和。 本节用激光波数零方程来计算LIGO相位移动，其精神实质与前面几节所叙一致，但显得更为简洁。
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user: 9. 结论 本文对引力波LIGO相移来源做了比较系统的研究，进行了详细计算。我们先研究了引力波时空内干涉臂终端悬浮镜和干涉臂内光子的短程线方程，发现干涉臂终端悬浮镜的逆变坐标不变(即干涉臂逆变长度不变)，而光子的协变波数不受引力波影响；然后研究干涉臂终端悬浮镜和光子的短程线偏离方程，分析由引力波引起的潮汐加速度贡献，之后研究弱相干相移。本文所总结出来的五个由引力波导致的LIGO干涉相移因素中，干涉臂标准长度的纯几何改变(非潮汐力贡献)与激光标准波长的纯几何改变(非潮汐力贡献)恰好抵消，所以这两个因素可以不必计算；干涉臂长度受潮汐力影响导致的改变(属引力波潮汐加速度贡献)属于文献已经考虑的干涉相移来源；激光波长受潮汐力影响导致的胀缩效应(属引力波潮汐加速度贡献)对于干涉臂有效臂长过短的情形可以不计；激光频率的弱相干效应，也会导致LIGO巨型迈克尔逊干涉仪的相移，它在数值上与干涉臂长度受潮汐力影响导致干涉相移的改变(属引力波潮汐加速度贡献)是一样大小的，因此值得认真对待。如果不计及该效应(激光频率的弱相干效应)，那么这会导致引力波振幅数值错误地放大一倍。GW150914和GW151226引力波信号被认为来自大约13亿光年之外的螺旋双黑洞合并事件 [ 8 ] [ 9 ] ，我们认为实际上双黑洞系统可能仅仅位于六七亿光年之外。利用引力波时空内激光波数零方程 [ 17 ] 也可以用来研究相移，我们在本文也用此方法计算了引力波LIGO干涉相移，所得结果与本文前面所得结果一致。我们还研究了GW150914引力波信号频率变化率与描述螺旋合并双黑洞的引力波Blanchet频率方程 [ 14 ] [ 15 ] 之间的符合程度，发现实验观察 [ 8 ] 与理论在 差距上相符，这可以说GW150914引力波信号对Blanchet低阶频率方程有较好的符合。
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user: 摘 要 在文学翻译中，译者需要运用语用学知识对源语言在文本语境中的意义进行解读，进而理解文本的言外之意；同时要按照释意理论的方法(比如提喻)，用目标语对源文本的意义进行阐述和表达，如此，译文才能传达出原文的字面意义和深层含义。本文以法国作家罗朗•莫维尼埃的小说《继续》部分章节的翻译实践为例，说明语用学和释意派理论在文学作品翻译中的应用，并反观文学翻译中译者主体性的重要性。 关键词 :文学翻译，语用学，释意理论，提喻，译者主体性 Copyright © 2017 by author and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 在文学翻译实践中，经常会出现译文晦涩生硬甚至词不达意的情况，这显然是字面翻译的结果。那么，如何才能使译文准确流畅、自然生动地传达出原著的意义？我们以为，理解源文本的意义要脱离源语言外壳的形式，将原著的意义按照目标语的使用规范表达出来，是完成准确生动的译文的重要方法。译者运用语用学知识对源文本解读是译出的第一步。首先查到源文本中多义词汇的所有含义，再联系上下文，在文本的具体语境中对词汇意义进行选择和确定，从而扩展思维去理解篇章的意义；同时，根据语境领会文本的言外之意。接着在翻译过程中，译者为做到“信”、“达”、“雅”，需要运用释意理论，即脱离源语言外壳的形式，不拘泥于字面意义，理解源文本的深层含义，最后对文本意义进行目标语的阐述和表达。
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user: 2. 语用学理论在文学翻译中的应用 意义是语义学研究的重要对象。在Newmark (1982)看来，语义学的所有问题都与翻译理论相关 [ 1 ] 。但翻译又不仅仅是语义问题，译者还必须根据自身的认知水平在具体语境中理解源语言，这就涉及到语用学知识的应用。语用学研究具体语境中话语的具体含义，它不仅关注说话者(写作者)的言内行为，还关注其言外行为和言后行为，即不仅探讨语言结构中语言语境的形式编码表现，而且研究社会文化语境中语言的运用、理解和表述的恰当性 [ 2 ] 。因此，语用学知识可以很好地为翻译服务，帮助译者解释源语言中的含义并将其译成恰当的目的语。 在翻译中，译者运用语用学知识对文本的言外功能进行细致、深入的分析必不可少。文学文本语言与科学文本语言不同，科学文本语言的字面义和表达义总体是叠合的，而文学文本的字面义和表达义较多是分离的，二者不能叠合 [ 3 ] 。这种分离的结果就产生出文学文本语言的言外之意，即文本的言外功能。比如，简单的日常对话“今天天气如何？”“凉透了！”，若是出现在文学文本中，就可能还意味着回答者因为某事心情不好，所以“心”凉透了。这样的结论该如何得出呢？只有结合上下文理解，才能明白回答者的个人情感是否融入到了话语中。因此，译者在翻译文学作品时，不能只是简单传达字面意义，还必须结合语境分析文本的言外之意。 在对法国当代作家罗朗•莫维尼埃的小说《继续》中几个章节的翻译中，我们运用了语用学知识对源文本进行理解。如第一章中“le cercle s’est ouvert et forme une ligne flottante [ 4 ] ”，此处的flotter的字面意义为“漂浮”、“浮动”，照此翻译则不知所云。但结合语境深入理解后我们得知，此处描写的是人所骑的马儿停驻在原地，但并非完全不动，而是前前后后地迈着小步子走动，而这一队吉尔吉斯人将主人公两个法国旅行者围成一圈，就像弯曲海岸线上的浪花一样，一进一退，因此这里使用了flotter这个动词。再如，第六章中出现了吉尔吉斯斯坦的人名“Taberbek”和“Djamila” [ 5 ] ，鉴于笔者在以往的求学经历中结识了新疆的少数民族学生，其中就有柯尔克孜族 1 ，经请教该民族学生，直接翻译该民族常用的中文译名为“塔比尔别克”、“加米拉”。虽然译者可以参考现已出版的人名翻译手册，但也不排除译名在日常使用中发生改变的情况，因此直接请教该民族语言的使用者也是一种及时、准确的翻译方法。另外，该章介绍了吉尔吉斯人喝的一种叫做bozo [ 5 ] 的发酵米酒，按照法语读音，容易被译为“菠酢”。但按照该民族语言发音应当译为“苞酢”，通过查阅资料发现，该酒为当地人用黄米酿造的一种米酒，且笔者家乡也有用玉米酿酒的传统(当地称“苞谷酒”)，因此，在翻译中选取了有酿酒原料之意的“苞”字，而“酢”这个多音字在读作zuò时其中一个含义便是“以酒回敬主人”。因此，“苞酢”二字既在语音上大体还原了源语词汇，又使其在语义上得到了最大程度地还原。 在文本的语境中，意义蕴于文化当中并取决于作者的意图，这时译者很难完全既译出语境中的意图又译出源语言的文化含义。因此，译者在做文学翻译时需要运用语用学知识对文本的言外功能进行细致、深入地分析，这样才能尽量还原作者意图并译出源语言的文化含义，取得翻译的最佳效果。
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user: 3. 释意理论在文学翻译中的应用 法国教授赛莱斯科维奇(D. Seleskovitch)是最早研究口译的学者之一。作为一名有着近20年口译从业经验的口译专家，她于1968年发表的国家博士论文《国际会议译员——言语与交际问题》标志着释意派翻译理论的诞生。以往的翻译理论几乎都是从语言学角度探讨翻译问题，但在她看来，翻译远远超出了语言范畴，与认知有更密切的关系 [ 6 ] 。20世纪70年代，随着语言学的新流派——语用学的出现，人们才开始关注交际对象和交际人之间的关系，这为释意理论的出现奠定了基础。因此，释意理论最突出的特点就是把译者重新引入篇章翻译中。不过这里强调的依然是对口译的研究，但是从释意理论的发展进程来看，释意理论并不是只适用于口译。 塞莱斯科维奇研究的第一阶段主要围绕“意义”展开，如：意义是如何产生的？读者先前的认知对意义的建构起何种作用？一些语用学研究的先见之明由此可见。第二阶段是释意理论研究领域的纵向和横向拓宽阶段：德利尔(J. Delisle)于1978年第一个将释意模式运用到实用文本的翻译研究中，否定了“释意理论只是口译理论”的说法；接着对笔译的研究从实用文章翻译、科技翻译拓展到法律翻译，到1990年后又延伸到对文学作品翻译的研究。对文学翻译的思考是释意理论走向成熟的标志之一。刘和平在总结相关博士论文及专著时说道：“原文形式越重要，越需要译者的深入理解，理解后越要摆脱原文形式，从而寻找恰当的意义对等方式加以表达，这是保持文学作品特点的唯一道路” [ 6 ] 。因此，译者首先需要对原文的深入理解，这个理解过程自然也包括对语用知识的运用，然后摆脱原文形式的局限，最后寻找恰当的意义对等方式进行表达，即根据目标语读者的接受习惯和文化背景来确定译文。 在《继续》一书部分章节的翻译中，有时会出现阅读完一段没有生词的文字后却不明其意的情况，尤其是看不出跟故事情节的关系。比如第六章，作者写道：“même si on essaie de se rattraper en prétendant qu’on s’est laissé emporter par la colère， l’émotion， par ce qu’on voudra， prétendant que les mots ont dépassé la pensée [ 7 ] ”。笔者翻译为：“即使声称自己是因为被愤怒冲昏了头，是因为太过激动，是被自己所想而蒙蔽，声称自己所说超出所想，企图通过这样的努力来弥补造成的影响。”这段心理描写插叙在原文故事情节中，按照原文字面意义翻译过来显得文字生硬，难以理解。经过学者的指点和自己的思考，笔者将“是因为被愤怒冲昏了头，是因为太过激动”改译为“怒不可遏，情难以控”这种中文里特有的四字词语，将这一段形成慢叙的心理描写表达得更加简洁明了，使译文在整体上显得更加平衡 [ 8 ] 。 释意理论认为，篇章的整体意义、提喻(Synecdoche)等概念要采用意义对等(équivalence)翻译方法，单一意义的词采用语言对应(correspondance)翻译方法 [ 6 ] 。译者的任务是采用明喻或暗喻的方法实现篇章意义的对等，因此，提喻可以从理论上解释释意模式 [ 6 ] 。提喻并不是一个中文词汇，但它相当于汉语文学修辞中的借代、指代，即不直接说某一事物的名称，而是借事物的本身所呈现的各种对应的现象来表现该事物。提喻大致归纳为四种情况：(a) 部分和全体互代；(b) 以材料代替事物；(c) 抽象和具体互代；(d) 以个体代替整个类。在翻译中，提喻的理解和使用通常需要和译者的认知补充结合起来 [ 6 ] 。比如笔者将《继续》第六章中“ce qui est dit est dit [ 7 ] ”翻译成“说出去的话就是泼出去的水”，意为有些话一旦开口说了就无法收回，这里借用了中国的俗语“嫁出去的女儿泼出去的水”。这种翻译情况属于提喻的第三种，即以具体代抽象。所以，对这句话的翻译运用了“认知补充”对翻译对象进行暗喻，将已经说出去无法挽回的话语比作泼出去的水，同时考虑到了中国读者的文化背景，因此读到“泼出去的水”就能想到“嫁出去的女儿”，也就能够明白这个比喻的含义。