原子核的单粒位阱(Ⅱ)非厄米选择

应用格林函数方法本文较仔细地研究了单粒位阱的非厄米选择u_αβ=M_αβ（ε_β）[或M_αβ（ε_α）],其中M_αβ（ω）=M_αβ^on（ω）+M_αβ^off（ω）表示质量算符.文中从另一个角度给出了M_αβ^on（ω）与M_αβ^off（ω）的定义并指出,质量算符插图可以分为三类项之和: （1）由M_αβ^off（ω）的极点贡献的项.这类项不可分离,只有它们需要另行处理; （2）可以由上述非厄米选择完全抵销的项,这提供了选择u_αβ的一个依据; （3）剩余项.这部分项可以简单地求和并且可以解释为单粒格林函数的振幅修正. 作为应用举例,文中讨论了粒子-空穴格林函数的重整化无规位相近似（RRPA）,给出了有关的计算公式.在RRPA中不仅顾及了G矩阵的偏离能壳性,而且还计及了单粒传播子的重整化,后者除M_αβ^off（ω）所含极点的贡献外考虑了所有其它效应.     

40Ca区域原子核的单粒子和单空穴谱

应用由单粒子格林函数导出的本征方程, 严格顾及G矩阵的偏离能壳性, 得到的³⁹Ca单空穴谱和⁴¹Ca单粒子谱与实验值符合颇好, 其中⁴¹Ca的单粒子谱较以往的RBHF结果有明显改进. 取含有能移的等效谐振子表象作为初始近似, 计算了单粒位阱u_αβ=M_αβ(ε_β)(M_αβ(ω)表示质量算符)的本征解, 亦得到颇好结果. 此外, 本文还考查了G矩阵中泡利算符的选取及谐振子能量零点的选取对能谱的影响. 比较Reid软心势与Paris势的计算结果表明Paris势是一个较好的核力势.     

原子核的单粒位阱（Ⅲ）——非厄米位阱uαβ=Mαβ（εβ）的本征值

本文证明了以下结果:虽然单粒位阱 u_αβ=M_αβ（εβ）[或 u_αβ=M_αβ（εα）,M_αβ（ω）为质量算符]是非厄米的,但由它所确定的断续本征值ε_γ却一定是实的,而且严格满足以下关系:ε_γ,=±[E_nγ（N±1）—E₀（N）]其中 E₀（N）与 E_nγ（N±1）分别表示满壳核（核子数为 N）基态与（N±1）核的严格能量本征值.此外,为了判断任一单粒位阱的本征值是否也可能满足上述关系,文中给出了一个计算其判据的简便方法.应用这方法还可很容易地算出单粒格林函数的振幅修正.     

原子核的单粒位阱(Ⅳ)多体力

本文证明了,即使核子-核子间相互作用含有多体力,由非厄米单粒位阱u_αβ=M_αβ（ε_β）所确定的断续本征值ε_γ,依然具有以下性质:G_γα（ε_r）=∞至少对某一个α成立.这说明,ε_γ一定是 G+（γα）（ω）的极点或其支点割线的端点(这里 G_γα（ω）对数发散),由此必有以下结论:ε_γ为实数且满足下述关系ε_γ=±[E_nr（N±1）—E₀（N）]     

费米子数的时空性质

将4维 Minkowski 时空推广到5维时空,并将“基本”粒子静质量和时空自由度 x₅相联系,m=—i（（?）/（?）x₅）,我们讨论了5维非线性变换共形群 C（M₅）.对于C（M₅）交换,保持有 dx₁²+dx₂²+dx₃²-dx₀²+dx₅²=0不变.C（M₅）群和线性变换群 SO（5,2）同构.在此基础上我们分析了费米子数的时空性质,并给出了自旋为半整数（整数）的粒子费米子数为奇数（偶数）的这一实验规律.     

介子的瑞奇轨迹和SU(4)质量关系

把满足约束P_i²—m_i²—U（x²）=0（i=1,2）的二质点组的相对论力学应用于介子的SU（4）层子模型。在U（x²）为无限深球方势阱情况下,导出介子的质量谱。得到一组较精确的线性的质量关系。对于O^-介子,代替η’—η_s混合,提出了η’—η_c混合的猜测。指出瑞奇轨迹对J—M²直线有系统地偏离,得到新的轨迹为M²对ξ_nl²的直线,其中ξ_neπ为球贝塞尔函数的零点,l为轨道角动量,新轨迹与实验数据符合较好。     

C12（d,p）C13反应中存在一个中间结构的可能性

在氘核能量为0.5-2.5MeV能区,测量了C¹²（d,d）C¹²,C¹²（d,p₀）C_8.3.¹³,C¹²（d,p₁）C_13t¹³,C¹²（d,p₂）C_2nd¹³和C¹²（d,p₃）C_3rd¹³反应在几个角度上的激发函数,及在一些能量点上的角分布。围绕E_d=1.73MeV附近,在角分布和激发函数中出现有规律变化趋势,讨论了不同反应机制之间相干,并探讨了孤立“门态”存在的可能性。     

J/ψ辐射衰变过程中3－+胶子球的产生

本文导出了过程J/ψ→γ+G(3^－+), G(3^－+)→M₁M₂的多重角关联函数, 其中G是J^pc=3^－+的态, M₁和M₂是自旋为零的介子. 本文还讨论了3^－+胶子球态并计算了过程J/ψ→γ+G(3^－+)的螺旋性(helicity)振幅之比. 结果表明, 其中的一个比率与胶子球的质量无关, 其值很小.     

极化电子与极化核子的深度非弹散射过程

本文在光锥代数的基础上,用层子模型中核子的波函数和计算方法,由vW₂^P的实验曲线定出参数,并计算了 vG₁、v²G₂的值,得到了具有一定自旋取向的价层子的分布函数 h（?）（x）.其中波函数中的时空函数取类谐振子的形式.文中对具有 SU（6）对称和不具有 SU（6）对称的两种旋量结构进行了讨论.计算得到的 A₁^P×vW₂^P 的理论值与实验相符合,对 SU（6）对称情况得到6 integral from 0 to 1{vG₁^P-vG₁ⁿ}dx=-1.16,实验支持 SU（6）对称的波函数.     

D介子与∑c+重子寿命的宇宙线数据

本文提出一个证认宇宙线中新X粒子的分析原则:筛比较法。对目前全部已知乳胶室事例进行了判定。其中结果有D介子和∑_c⁺重子的平均寿命和质量,τ（D^&;#177;）=5.8×10^-13秒,τ（D⁰）=2.0×10^-13秒,τ（∑_c⁺）（?）2.4×10^-14秒。支持△I=1的选择规则。     

四元轻子模型分析及非对角的中性流

由于中微子实验可能产生了中性和带电重轻子,我们讨论了每“行”有四个元素,如 v_e,e^-,E⁰,E^- v_μ,μ^-,M⁰,M^- v_τ,τ^-,T⁰,T^- ……的轻子模型.非对角中性流看来是不可避免的.然而在文章提出的SU（2）×U（1）模型中,μ→eγ,仍可用Bjorken-Lane-Weinberg机制压低,重轻子的产生截面基本上与实验符合.最后我们讨论了一些SU（3）×U（1）及具有更高对称性的模型.     

关于162,164Er,164,166Yb,168Hf诸核的回弯机制

通过对相邻奇A核转动带的回弯行为的分析,无法肯定^162,164Er,^164,166Yb,¹⁶⁸Hf诸核的回弯机制。本文利用HFB推转模型,计算了这些核的排列角动量i（ω）和回弯的临界角频率ω_c,探讨了阻塞效应的影响,通过和实验值的比较,确定了它们出现回弯均是由于一对i_13/2中子转动排列的结果。     

加压对110 K Bi-Pb-Sr-Ca-Cu-O单相样品超导电性的影响

 在静压0~1 GPa（10 kbar）范围内，80~300 K温区，用测量电阻的方法，研究了Bi-Pb-Sr-Ca-Cu-O（起始转变温度T_c^on=110 K，终止转变温度T_c^fi=106 K）的起导电性。观察到超导临界温度T_c随压力以dT_c/dp=2K/GPa的速率增高，而在不同压力下的斜率d logR/dp却保持不变。     

高压下Gd3Ga5O12晶体的弹性性能

 利用超声“脉冲回波重合法”技术,测定了立方晶体镱镓石榴石（GGG）各对称方向的超声波声速,及它们在流体静压力和单轴应力条件下,随压力的变化,计算了GGG的二阶和三阶弹性常数。它们分别是：c₁₁=3.04,c₁₂=1.31,c₄₄=0.94和c₁₁₁=-17.97,c₁₁₂=-12.86,c₁₂₃=-1.06,c₁₄₄=-2.11,c₁₆₆=-3.29,c₄₅₆=-0.94,单位是10¹¹ N/m²。根据这些数据,我们还计算了GGG晶体的德拜温度以及沿它的[001]→[111]→[110]→[100]传播的三个声学波分支（一个纵波,两个横波）的Gruneisen参数γ(p,N)的分布。     

高温超导体低温、高压下的物理性质的研究

 在3~20 GPa压力范围内，测量了含氧量较低的YBa₂Cu₃O_7-δ（δ=0.46）单晶压力增强效应（dT_c/dp=4.9KGPa^-1）；YBa₂Cu₃O₇（T_c0=90 K）单晶在压力下临界电流密度随压力变化；外磁场H=30 kO_e时，T_c与磁场、压力关系；压力达16.5 GPa下，Bi₂Sr₂CaCu₂O_x单晶T_c(p)关系（dT_c/dp=-0.4 KGPa^-1）。发现Y系高温超导体的温度压力导数dT_c/dp与T_c0中间呈dT_c/dp=b-mT_c0线性关系（b、m为常数）。结合压力下Y系超导体结构相变和含氧量对T_c影响，分析这类超导体T_c有很强的正压力效应的原因。把实验结果同几种超导电性微观理论模型进行了分析和比较。     

SU(2)×U(1)×S3模型及类K0-K0系统的混合和CP破坏效应

本文内容包括:(ⅰ)进一步给出SU(2)×U(1)×S₃模型的结果S₂≈S₃≈(m_s²)/(m_b²);sin δ≤(m_um_d)/(m_cm_s),并预言b夸克的主要衰变道是b→u+W,b夸克的寿命可能长到10^-9秒.(ⅱ)给出类K⁰-K⁰系统混合时的精确表达式ρ=错号事例数/对号事例数=(1/2)(|p/q|²+|q/p|²)([Γ²+(Δm)²]²-(γ1γ2)²)/([Γ²+(Δm)²]²+(γ1γ2)²);并给出CP破坏的精确表达式:A=(1-ρ')/(1+ρ')=(I_M12Γ₁₂^*)/(|M₁₂|²+1/4|Γ₁₂|²),这里ρ′=(负电错号事例数)/(正电错号事例数)。     

重核惯性张量的微观研究

本文在线性响应理论的基础上, 推导得出惯性张量的微观计算表达式; 取尼尔逊单粒子态^[1], 对²³⁶U核裂变的惯性张量进行了数值计算; 观察了惯性张量随核温度T和形坐标δ₂、δ₄的变化; 分析了惯性张量的对效应和壳效应; 对惯性张量在能级交叉处和通过临界温度T_c时出现的特殊现象进行了讨论.     

31.2MeV α粒子在B核上的(α,t)、(α,d)和(α,p)反应的研究

我们用粒子鉴别系统测量了31.2MeV的α粒子在^11,10B核上的(α,t)、(α,d)和(α,p)反应的角分布; 由出射粒子的能谱, 我们分别得到了剩余核处于基态和不同激发态的十个角分布. 从角分布的形状看, 在¹¹B(α,t₀)¹²C_g﹒s, ¹¹B(α,d₀)¹³C_g﹒s, ¹⁰B(α,d₀)¹²C_g﹒s, ¹⁰B(α,d₁)¹²C_1st, ¹¹B(α,p₀)¹⁴C_g﹒s等反应中均有不同程度的后角上翘; 并且(α,t₀)和(α,p₀)的后角上翘的同位素效应似乎与(α, α)的反常散射的同位素效应相反.     

Semileptonic decays Bc→(ηc,J/Ψ)lv in the perturbative QCD approach

In this paper we study the semileptonic decays of B_c^-→(η_c,J/Ψ)l^-v_l. We first evaluate the B_c→(η_c,J/Ψ) transition form factors F₀(q²), F₊(q²), V(q²) and A_0,1,2(q²) by employing the pQCD factorization approach, and then we calculate the branching ratios for all considered semileptonic decays. Based on the numerical results and the phenomenological analysis, we find that: (a) the pQCD predictions for the values of the B_c→η_c and B_c→J/Ψ transition form factors agree well with those obtained by using other methods; (b) the pQCD predictions for the branching ratios of the considered decays are Br(B_c^-→η_c e^-v_e(μ^-v_μ)=(4.41_-1.09^+1.22)×10^-3, Br(B_c^-→η_cτ^-v_τ) =(1.37_-0.34^+0.37)×10^-3, Br(B_c^-→J/Ψ e^-v_e(μ^-v_μ)) =(10.03_-1.18^+1.33)×10^-3, and Br(B_c^-→J/Ψτ^-v_τ) =(2.92_-0.34^+0.40)×10^-3; and (c) we also define and calculate two ratios of the branching ratios R_ηc and R_J/Ψ, which will be tested by LHCb and the forthcoming Super-B experiments.     

12C（d,d）12C及12C（d,p）13C反应机制的研究

本文用S矩阵理论给出:研究直接过程与复合共振过程相干机制的方法及计算公式;并用它分析了1.63MeVd<2.05MeV能区¹²C（d,d）¹²C、¹²C（d,p₁）¹³C^*及¹²C（d,p₂）¹³C^*反应的机制.结果表明:在此能区内,两种反应机制相干是存在的;并给出了他们之间的定量关系.同时还定出各种直接过程和复合共振过程参数,特别是确定了E_d=1.726,1.767,1.792及1.86MeV 4个共振态的参数.