S-D混合与ψ(3770)的电偶极跃迁

本文在粲偶素势模型的框架内,讨论了ψ(3770)与ψ(3686)之间的2³S₁-1³D₁混合对ψ(3770)与ψ(3686)电偶极跃迁的影响.结论是混合角θ=30°应予排除,而θ=－10°虽然可以对ψ(3770)→χ₀γ和ψ(3686)→χ₀γ给出改善的结果,但仍不能解决ψ(3770)→χ₁γ与实验的矛盾.     

粲夸克偶素P波态χc0宽度测量

利用北京谱仪在北京正负电子对撞机上采集的350万(2S)事例,通过ψ(2S)→γπ⁺π^－和γK⁺K^－反应道测量了χ_c0的总宽度.由Monte Carlo模拟给出的质量分辨函数,利用拟合χ_c2谱形得到的质量分辨作标定后,用于χ_c0宽度的拟合,得到χ_c0的宽度为(15.0)MeV.同时定出了χ_cJ(J=0,2)到π⁺π^－+K^－的衰变分支比.结果为B(χ_c0→π⁺π^－)=(4.27±0.23±0.60)×10^－3,B(χ_c0→K⁺K^－)=(3.44±0.21±0.47)×10^－3,B(χ_c2→π⁺π^－)=(1.52±0.17±0.29)×10^－3 和 B(χ_c2→K⁺K^－)=(5.2±1.1±1.8)×10^－4,其中第一项误差为统计误差,第二项为系统误差.     

关于ηc粒子及其电磁衰变

本文在势模型的框架内估算了ηc粒子的质量、宽度及几种主要电磁衰变道的分支比.指出禁戒型磁跃迁ηc→J/ψγ的相对论修正结果比简单的非相对论估算有可能大一个量级.讨论了北京正负电子对撞机(BEPC)对级联电磁辐射过程ψ′(3686)→γηc→γγ¹P₁,γγJ/ψ,3γ进行测量的可能性.     

ψ(2S)强衰变中矢量-张量介子末态的反常压制

利用在北京正负电子对撞机上北京谱仪采集的3.6×10⁶ ψ(2S)事例,测量了ψ(2S)新的强子衰变道ψ(2S)→ρα₂和K^*0K₂^*0+c.c.的分支比,发现二者相对于J/ψ的相应衰变道明显压制,破坏了微扰QCD理论预言的“15%规则”,从而继前已报道的ψ(2S)→ωf₂确认了另外两例末态为矢量与张量介子的ψ(2S)反常衰变.     

ψ(2S)的τ轻子对衰变研究

首次分析了ψ(2S)→τ⁺τ^－衰变道,给出其分支比测量结果.分析基于北京正负电子对撞机(BEPC)上北京谱仪(BES)所获取的1.27×10⁶事例,得到分支比值为(3.54±0.61±0.63)×10^－3.此值与粒子表给出的ψ(2S)其它轻子道分支比值比较,符合e-μ-τ普适性假设.利用这些数据,还计算得到ψ(2S)衰变的总宽度Γ_tot=251±37keV.     

η、η′和ι的夸克和胶子内容、双光子衰变和J/ψ辐射衰变产生

本文引进q_iq_i→q_jq_j以及q_iq_i→(gg)湮没项^[1],并考虑了对湮没项的SU(3)破坏效应^[2],讨论了η、η′和ι的混合,得到了它们的有声有色和胶子内容.与此同时,引入EPCAC(扩充的部分守恒赝矢流)假设^[3],考察了η、η′和ι的双光子衰变.本文还计算了衰变宽度比R₁=Γ(J/ψ→γη′)/Γ(J/ψ→γη)以及R₂=Γ(J/ψ→γη′)/Γ(J/ψ→γι),指出了实验结果对纯胶子球质量值的限制.     

在BEPCⅡ/BESⅢ上寻找η′c和1P1的Monte Carlo研究

使用SimBes(探测器模拟软件)和UGNT(物理事例产生器)模拟了在即将建造的BEPCⅡBESⅢ上寻找η′_c和¹P₁的过程.初步结论是如果收集到3×10⁹ψ(2S)事例,就有能力寻找这两个粒子,而且,寻找η′_c比寻找¹P₁需要更少的ψ(2S)事例.     

J/ψ强衰变中f2(1270)性质的实验研究

本文基于北京正负电子对撞机(BEPC)上北京谱仪(BES)所收集到的2.5×10⁶J/ψ重建刻度后的事例,研究了强子衰变道J/ψ→ωf₂(1270),f₂(1270)→π⁺π^－所揭示出的共振态f₂(1270)的性质,测量了它的质量、宽度和分支比,利用最大似然法对角分布进行了拟合,给出自旋宇称为2⁺⁺,首次得到螺旋度振幅比为x=0.99±0.29; y=－0.24±0.17; z₁=0.90±0.57;z₂=0.56±0.22.     

一种新型的两态叠加MSCS光场的广义非线性等阶N次方H压缩

本文利用新近建立的多模压缩态理论,详细研究了一种新型的两态叠加多模薛定谔猫态(即MSCS)光场|ψ⁽²⁾〉_q的广义非线性等阶N次方H压缩效应.结果发现:1态|ψ⁽²⁾〉_q是一种典型的非经典光场;当压缩阶数N与腔模总数q这两者之积为偶数,即qN=2p,并且p为奇数亦即p=2m’+1(m’=0,1,2,3,…,…)时,如果各模的初始相位和∑_j=1^qψ_j态间的初始相位差(θ_pq^(I)-θ_nq^(R))、各多模相干态光场的总的平均光子数∑_j=1^qR_j²等满足一定的量子化条件(或者当∑_j=1^qR_j²在总的平均光子数∑_j=1^qR_j²的一系列压缩区内连续取值时),态|ψ(2)〉q总可呈现出周期性变化的、任意阶的广义非线性等阶N次方H压缩效应.2态|ψ⁽²⁾〉_q的第一及第二两个正交分量,其压缩结果(亦即压缩程度和压缩深度)完全相同,但压缩条件不同;两者的等阶N次方H压缩效应呈现出周期性的互补关系.3与文献16相比,本文所研究的态|ψ⁽²⁾〉_q的等阶N次方H压缩效应是比其等阶N次方Y压缩效应更高阶的广义非线性等阶高阶压缩效应.     

第Ⅲ及第Ⅳ类两态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩——兼论“相似压缩”与“压缩简并”现象

本文根据量子力学中的线性叠加原理,分别构造了由多模(即q模)相干态|{Z_j}>_q与多模真空态|{0_j}>_q以及由多模相干态的相反态|{-Z_j}>_q与多模真空态|{0_j}>_q等的线性叠加所组成的第及第类两态叠加多模叠加态光场|ψ_+,3⁽²⁾>_q和|ψ_-,4⁽²⁾>_q.利用新近建立的多模压缩态理论,首次对态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩和等阶N次方H压缩特性进行了详细研究.结果发现:1)态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q是两种典型的多模非经典光场,当各模的初始相位φ_j(j=1,2,3,…,q)或者各模的初始相位和 =φ_j以及态间的初始相位差(θ_±^(R)-θ^(0)_±)等分别满足一些特定的量子化条件时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q均可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应和等阶N次方H压缩效应;2)当组成态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的各对应复几率幅不相等亦即C₊^(R)≠C_-^(R)和C₊⁽⁰⁾≠C_-⁽⁰⁾时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q这两者的压缩条件和压缩特征虽然相同,但其压缩幅度(即压缩程度和压缩深度)却不相等,这种现象称为“相似压缩”;3)当组成态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q的各对应复几率幅相等亦即C₊^(R)=C_-^(R)和C₊⁽⁰⁾=C_-⁽⁰⁾时,态|ψ_+,3⁽²⁾>_q及态|ψ_-,4⁽²⁾>_q这两种截然不同的多模叠加态光场不仅具有完全相同的压缩条件和压缩特征,而且还具有完全相等的压缩幅度,这种现象就称为“压缩简并”.     

ψ(3770)→J/ψπ+π—强跃迁过程的首次观测

观测到ψ(3770)衰变到J/ψπ⁺π^—非DD末态迹象.利用工作在北京正负电子对撞机上的北京谱仪探测器在质心系能量3.773GeV附近获取的8.0±0.5pb^-1数据样本,共观测到6.8±3.0个ψ(3770)→J/ψπ⁺π^—事例.由此得到的分支比为BF(ψ(3770)→J/ψπ⁺π^—)=(0.59±0.26±0.16)%,其对应的分宽度为Γ(ψ(3770)→J/ψπ⁺π^—)=(139±61±41)keV.     

原子的解析波函数

我们设计了一套变分波函数,用来计算了周期表中前面十个原子的能量。我们设计的单电子试探波函数具有下列形式:1s:ψ₁(r)=N₁e^-μαr[1+(μbr)²], 2s:ψ₂(r)=N₂[(μr)e^-μr-Ne^-μcr], 2p:ψ₃(r)=N₃(μdr)cosθe^-μdr, ψ₄(r)=N₄(μdr)sinθe^iφ-μdr, ψ₅(r)=N₅(μdr)sinθe^-iφ-μdr。式中的a,b,c,d及μ为五个变分参数。N₁,N₂,N₃,N₄与N₅为归一化因子;N由ψ₁与ψ₂的正交条件来决定。用这种波函数来计算原子的能量,所得的结果比莫尔斯等人(P.M.Morse,L.A.Young and E.S.Haurwitz)用他们设计的四参数波函数所算得的结果为好,更接近实验值,同时也接近于由自洽场所算出的结果。若我们的波函数中固定c等于1不变,这时就变为只有四个参数的波函数,结果仍比莫尔斯等人的好。     

一种新型的两态叠加多模叠加态光场的广义非线性等阶N次方Y压缩

本文根据量子力学中的线性叠加原理,构造了由多模(即q模)相干态的相反态|{-Z_j}〉_q及多模虚相干态的相反态|{-iZ_j}〉_q这两者的线性叠加所组成的一种新型的两态叠加多模叠加态光场|ψ_msc⁽²⁾〉_q.利用新近建立的多模辐射场的广义非线性等阶高阶压缩理论,研究了态|ψ_msc⁽²⁾〉_q的广义非线性等阶N次方Y压缩特性.结果发现,1)当压缩阶数N=2P且P=2m(m=1,2,3,…,…)时,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q恒处于N-Y最小测不准态;2)当N=2P且P=2m’+1(m’=0,1,2,…,…)时,如果各模的初始相位φ_j、态间的初始相位差与各单模相干态光场的平均光子数之和∑_j=1^qR_j²即[(θ_pq^(R)-θ_nq^(I))-∑_j=1^qR_j²]满足一定的量子化条件,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q可呈现周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应;3)当N为奇数时,态|ψ_msc⁽²⁾〉_q在一定条件下恒处于N-Y测不准态;4)态|ψ_msc⁽²⁾〉_q与文献21中的态|ψ⁽²⁾〉_q出现部分压缩简并现象,从而更进一步表明压缩简并现象的存在是有某种客观内在联系的.     

两不同奇相干态组成的第Ⅲ种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方H压缩

本文构造了由两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q.利用新近建立的多模压缩态理论,详细研究了态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q的广义非线性等阶N次方H压缩特性,结果发现由多模奇相干态|ψ,_o〉_q和多模虚奇相干态|ψ_i⁽²⁾,_o〉_q这两者线性叠加所组成的新量子光场态、|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q是一种典型的非经典光场.1)当腔模总数q与压缩阶数N的乘积q·N为偶数、且qN=4m(m=1,2,3,…,…)时,态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q恒处于等阶N-H最小测不准态,与其它参量的取值无关;2)当qN为偶数、且qN=4m-2(m=1,2,3,…,…)时,(i)态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可呈现等阶N次方H压缩效应,其两正交分量的压缩特性呈现周期性变化的、互补对称关系;(ii)态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q可呈现“半相干态”效应.3)当qN为奇数时,态|ψ_o⁽⁴⁾,Ⅲ〉_q始终不呈现等阶N次方H压缩效应,也不处于等阶N-H最小测不准态,但在一定条件下可呈现“半相干态”效应.     

组分夸克模型对重子共振态的纵向跃迁的相对论计算

相对论组态混合效应对重子共振态的纵向跃迁振幅S_1/2(Q²)的影响进行了讨论. 研究表明这种组态混合效应会对纵向跃迁振幅S_1/2(Q²)起着明显的作用.     

强子衰变过程J/ψ→ωπ+π－中的多道耦合

讨论了强子衰变过程J/ψ→ωπ⁺π^－包含的三个不同中间过程J/ψ→ωf₂(1270),f₂→π⁺π^－和J/ψ→b₁^±(1235)π⁺,b₁^±→ωπ^±的耦合问题.这种耦合效应的考虑对于精确测定共振态f₂和b₁^±的参数以及这些反应道的螺旋度振幅比是十分重要的.     

e+e－实验中ψ(2S)能区连续态单光子湮没过程的贡献

研究了e⁺e^－实验中ψ(2S)能区连续态单光子湮没过程的截面对观测总截面的贡献.针对ψ(2S)质量处ωπ⁰和π⁺π^－两个观测末态,利用唯象模型估计了单光子湮没过程贡献的大小.分析表明,对于ψ(2S)→ωπ⁰和ψ(2S)→π⁺π^－,以及其他电磁末态分支比的确定,单光子湮没过程的贡献必须认真考虑.通过研究,我们认为对于BES实验来说,为了获得共振态电磁末态分支比的正确结果,至少需要在低于ψ(2S)共振峰的能量点采集10pb^－1的数据.     

ι-E疑难和推广的矩分析

本文引进过程e⁺e^－→J/ψ→γB,B→P₁P₂P₃的矩的光子角分布来讨论ι-E疑难,得到了判断J/ψ→γKKπ过程中产生的共振峰是否包含E(1⁺⁺)分量的一个有效判据.     

第V类两态叠加多模叠加态光场的广义非线性等阶N次方Y压缩

本文构造了由多模真空态|{0_j}>_q和多模虚相干态的相反态|{-iZ_j}>_q这两者的线性叠加所组成的第V类两态叠加多模叠加态光场|ψ₅⁽²⁾>_q.利用多模压缩态理论,研究了态|ψ₅⁽²⁾>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1)态|ψ₅⁽²⁾>_q是一种典型的多模非经典光场;无论压缩阶数N取奇还是取偶,只要各模的初始相位φ_j(j=1,2,3,…,…,q)和态间的初始相位差(θ_nq^(I)-θ_oq^(o))等满足一定的取值条件,态|ψ₅⁽²⁾>_q总可呈现出周期性变化的、任意奇数阶和任意偶数阶的广义非线性等阶N次方Y压缩效应.2)态|ψ₅⁽²⁾>_q所分别呈现的任意奇数阶和任意偶数阶的等阶N次方Y压缩效应,其压缩条件、压缩特征以及压缩程度和压缩深度等各不相同.3)无论压缩阶数N取奇还是取偶,态|ψ₅⁽²⁾>_q的第一和第二这两个正交分量的等阶N次方Y压缩效应总是呈现出周期性的互补关系.     

J/ψ衰变中f0(975)的实验研究

本文基于北京正负电子对撞机(BEPC)上北京谱仪(BES)所收集到的国家自然科学基金资助.7.8×10⁶J/ψ事例,系统研究了J/ψ→φπ⁺π^－和J/ψ→ωπ⁺π^－两个衰变道,给出了过程的分支比以及f₀的位置和宽度参数,并对J/ψ→φf₀,f₀→π⁺π^－过程的角分布进行了拟合,首次确定出该过程的螺旋度振幅比.