CO（A 1Π～e 3Σ-）混合激发态碰撞传能过程的量子干涉效应———跃迁振幅和相位角的时间特性

从含时微扰的一级波恩近似出发 ,进一步研究了CO(A～e)混合态在以He或HCl为碰撞伴时其跃迁振幅和相位角的时间特性 .计算显示跃迁振幅随时间显现衰减的振荡 .其振荡周期反比于初末态的能量差而衰减时间则决定于碰撞体系的分子间相互作用势能 .对于给定的碰撞参数和碰撞速度 ,CO分子从初始转动态J到末态J′的跃迁可经过许多不同的通道 ,包括CO的不同量子数M和碰撞伴的各种J和M .所以实验的跃迁振幅及其实部和虚部是所有不同通道的平均结果 .当He为碰撞伴时 ,所有的单重态和三重态通道的跃迁振幅矢量都处于复平面的第一象限 ,而当HCl为碰撞伴时 ,则单重态和三重态通道的跃迁振幅矢量分别处在第四和第一象限 ,这就解释了以He为碰撞伴时干涉相位角小于 90°而以HCl为碰撞伴时则大于 90°的实验事实 .     

Ⅱ态双原子分子∧分裂引起的量子干涉

为了从理论上解释Sun等在CO(A^1Ⅱ，ν=3)和He碰撞实验中转动传能截面的反常现象，考虑一级含时波恩近似、长程相互作用势和直线轨道近似，建立了Ⅱ态双原子分子由于∧分裂引起量子干涉的理论模型．运用这一理论模型，成功的解释了实验中碰撞伴为He时转动传能截面的反常现象：σ△J=0^ε→ε‘<σJ=±1^ε→ε‘。首先介绍了碰撞诱导转动传能中量子干涉效应的研究进展，然后建立了Ⅱ态双原子分子由于∧分裂引起量子干涉的理论模型，最后对所得结果进行了讨论。     

转动传能中干涉相位角的时间特性

不同碰撞系统在碰撞过程中转动传能的量子干涉角度并不相同.而对干涉角的计算需采取最符合系统的相互作用势.从含时微扰的一级波恩近似出发,利用各向异性相互作用势,进一步研究了CO单三混合态在和He做碰撞伴时其跃迁振幅和干涉相位角的时间特性,计算显示跃迁振幅随时间显现衰减的震荡;对于给定的碰撞参数和碰撞速度,跃迁振幅变化非常明显并与跃迁前后的状态、能级差相关.     

转动传能中干涉相位角的时间特性

不同碰撞系统在碰撞过程中转动传能的量子干涉角度并不相同。而对干涉角的计算需采取最符合系统的相互作用势。从含时微扰的一级波恩近似出发,利用各向异性相互作用势,进一步研究了CO单三混合态在和He做碰撞伴时其跃迁振幅和干涉相位角的时间特性,计算显示跃迁振幅随时间显现衰减的震荡;对于给定的碰撞参数和碰撞速度,跃迁振幅变化非常明显并与跃迁前后的状态、能级差相关。     

Π态双原子分子Λ分裂引起的量子干涉

为了从理论上解释Sun等在CO(A1 Π ,v =3 )和He碰撞实验中转动传能截面的反常现象 ,考虑一级含时波恩近似、长程相互作用势和直线轨道近似 ,建立了Π态双原子分子由于Λ分裂引起量子干涉的理论模型 .运用这一理论模型 ,成功的解释了实验中碰撞伴为He时转动传能截面的反常现象 :σε→ε′△J =0 <σε→ε′△J =± 1 .首先介绍了碰撞诱导转动传能中量子干涉效应的研究进展 ,然后建立了Π态双原子分子由于Λ分裂引起量子干涉的理论模型 ,最后对所得结果进行了讨论     

Sr（5p^1P1）的P轨道角动量的碰撞跃迁

用线偏振的脉冲激光泵浦的Ｓｒ（５ｐ＾１Ｐ１，Ｍ＝０）原子，在束气条件下，与Ａｒ原子碰撞而发生Ｐ轨道角动量的跃迁。在不同的氢气压力下，通过检测Ｓｒ原子荧光在水平和垂直方向上的偏振分量随时间的变化，确定了去偏振速率常数ｋｐ＝２．５&#177;０．５&#215;１０＾－９ｃｍ＾３ｍｏｌ＾－１ｓ＾－１。由此推导出角动量碰撞跃迁的截面为σＴ＝２ｎｍ＾２２，如此之大的跃迁截面归结为Ｓｒ（５ｐ＾１Ｐ１）和Ａｒ之间的长程相互作用。     

近共振电子态和转动能量传递AB(~1∑,J) +C(~sl_j)→AB(~1∑,J′) +C(~sl_(j′))(英文)

1995年沙等在静态池实验中观测到了碰撞诱导转动传能中的量子干涉效应,并且测量到了决定跃迁截面幅值的积分干涉角(J .Chem.Phys.,1995,102 ,2772).同时,孙等在理论上计算了CO A1Π(v=0)~e3∑-(v=1)与He,Ne以及其它碰撞伴的碰撞体系的积分干涉角,建立了相应的理论模型.然而,以前的研究都局限在碰撞伴通常被认为是没有结构的粒子,但是在碰撞过程中相互碰撞的两个粒子都有内部角动量,自旋-轨道相互作用又对反应速率起着非常重要的影响,同时也能够影响反应势垒的高度,因此这种近似忽略了碰撞伴原子对整个碰撞体系得影响.基于这种考虑,在这篇文章中我们从理论上研究AB(~1∑,J) C(~sl_j)→AB(~1∑,J′) C(~sl_(j′))的碰撞诱导的电子态和转动态的能量传递,应用一级含时波恩近似、各向异性L-J相互作用势和直线轨迹近似,建立了理论模型.并讨论和比较了在近共振电子态和非共振电子态两种情况下的振动传能的跃迁几率.     

碰撞能对S(1D) +H2(v=0, j=0)→SH+H反应立体动力学性质的影响

利用1A′态的势能面[ Ho et al., J. Chem. Phys. 116, 4124 (2002)]，采用准经典轨线方法研究了在不同碰撞能条件下，S(1D) +H2(v=0, j=0)→SH+H反应的立体动力学性质. 通过计算得到了描述反应物速度矢量k与产物的转动角动量矢量j′这两个矢量相关的分布函数P(r)、描述反应物速度矢量k、产物速度矢量k′与产物的转动角动量矢量j′这三个矢量相关的二面角分布函数P(r)以及描述反应产物角动量极化的分布函数P(r,r).计算结果表明产物的转动角动量矢量j′在空间具有明显的定向和取向效应，并且产物的转动角动量具有强烈的极化. 另外，计算结果还表明这些立体动力学性质对碰撞能非常敏感.     

三种丁二炔类衍生物的聚合性能

用半经验ＰＭ３法得到了ＨＤＡＢＳ－１，ＨＤＡＢＳ－２，ＨＤＡＢＳ－３３种丁二炔衍生物的堆积距和堆积角，其值分别为７．３８６Ａ（３８．８７&#176;），６．６９４Ａ（３９．７７&#176;），６．６３５Ａ（４０．１９&#176;），实验证实了衍生物ＨＤＡＢＳ－２的聚合活性比衍生物ＨＤＡＢＳ－要高，这与由ＰＭ３法得到有堆积距和堆积角预测的结果要一致。     

近共振电子态和转动能量传递AB(1∑,J)+C(slj)→AB(1∑,J'')+C(slj'')

1995年沙等在静态池实验中观测到了碰撞诱导转动传能中的量子干涉效应,并且测量到了决定跃迁截面幅值的积分干涉角(J.Chem.Phys.,1995,102,2772).同时,孙等在理论上计算了CO A1Ⅱ(v=0)～e3∑-(v=1)与He,Ne以及其它碰撞伴的碰撞体系的积分干涉角,建立了相应的理论模型.然而,以前的研究都局限在碰撞伴通常被认为是没有结构的粒子,但是在碰撞过程中相互碰撞的两个粒都有内部角动量,自旋-轨道相互作用又对反应速率起着非常重要的影响,同时也能够影响反应势垒的高度,因此这种近似忽略了碰撞伴原子对整个碰撞体系得影响.基于这种考虑,在这篇文章中我们从理论上研究AB (1∑,J)+C(slj)→AB(1∑,J')+C(slj')的碰撞诱导的电子态和转动态的能量传递,应用一级含时波恩近似、各向异性L-J相互作用势和直线轨迹近似,建立了理论模型.并讨论和比较了在近共振电子态和非共振电子态两种情况下的振动传能的跃迁几率.     

Hg原子6~3P_1→6~1S_0态的系际交叉跃迁及其6~1P_1态与6~3P

Ｈｇ原子６￣３Ｐ＿１→６￣１Ｓ＿０态２５３．６５２ｎｍ紫外辐射是系际交叉跃迁最著名的一例，可归因于其单重态６￣１Ｐ＿１与三重态６￣３Ｐ＿１的组态混合．计算结果表明，对于Ｈｇ原子的６ｓ６ｐ组态，ＬＳ耦合方式仍是其较好描述．     

Ge（001）表面（2&#215;1）非对称自构的势能函数研究

利用锗原子晶体性质导出的势能函数，研究了Ｇｅ（００１）－（２&#215;１）表面自构，得到非对称自构的Ｇｅ（００１）－（２&#215;１）表面比对称自构表面稳定，求得表面原子的双聚化能，双聚体键长及其与表面的夹角分别为１．５７５ｅＶ，２．５４９Ａ和１．６&#176;。     

Ne~+离子和He原子碰撞过程中激发态的研究

在Ne~+和He碰撞过程的研究中,测量了NeⅠ、NeⅡ以及HeⅠ主量子数3～4的单态和三重态的发射截面。实验证明:此碰撞体系存在着两种激发过程,一种是电子俘获激发过程,另一种是直接激发过程,即电子组态重新排列激发过程。入射离子Ne~+的实验室能量范围为70～150KeV°     

铷原子初末通道碰撞跃迁过程

根据量子数亏损理论，具有相同角动量特征的无数个分立态和相应的连续态可以形成一个通道．通过定义重整化广义振子强度密度，将处理初态到末通道碰撞跃迁过程的方法进行了推广，统一地处理从初通道到末通道的无数个碰撞激发及电离过程．以铷原子为例，分别计算了ｓ_1/2—p_1/2及s_1/2—ｓ_1/2通道之间的碰撞跃迁过程     

H2(v=3)+H2(He)碰撞中的转动能量转移

激发态Na2与H2碰撞,使H2(v=3,J=3)得到布居,在H2和He总气压为800Pa及温度为700K的条件下,利用相干反斯托克斯拉曼散射（CARS）光谱技术研究了H2(3,3)与H2(He)间转动能量转移过程。改变CARS激光束与激发Na2的激光之间的延迟时间,测量He不同摩尔配比时H2(3,J)态CARS谱强度的时间演化,得到H2(3,3)的总弛豫速率系数分别为=(21±5)×10-13cm3s-1和=(5.6±1.6)×10-13cm3s-1。测量H2(3,J)各转动态的相对CARS谱强度,由速率方程分析,得到H2(3,3)+H2→H2(3,J)+H2中,对于J=2,4,转移速率系数分别为11±4和8.2±3.1cm3s-1。在H2(3,3)+He→H2(3,J)+He中,对于J=2,4,转移速率系数分别为3.1±1.2和2.1±0.7cm3s-1。对于H2(3,3),单量子弛豫׀∆J׀=1约占该态总弛豫率的90%。     

Ce：KNSBN晶体中光扇效应的响应时间特性研究

以单柬光入射Ce：KNSBN晶体，系统研究了不同入射光波长下，Ce：KNSBN晶体中光扇效应的响应时间随入射光强度及光入射角的变化情况．结果显示，相同的入射光强度及光入射角下，入射光波长较短时，光扇效应到达稳态的时间较短．相同的入射光强度下，随光入射角的增大，响应时间先减小后增大，但不同波长入射光下，最小值对应的光入射角不同，入射光波长为532nm时，响应时间最小值对应的θ为15&#176;；入射光波长为632．8nm时，对应的臼为15．5&#176;．同时研究发现，入射光强度逐渐增大的过程中，响应时间在逐渐减小．     

电场调制激光光谱对NO2分子激发态电偶极矩的测定

本文采用Ｓｔａｒｋ调制光谱对ＮＯ２分子５９３ｎｍ附近的Ａ&#215;２Ｂ２←Ｘ＾２Ａ１跃迁进行了测量，通过强度分析得到＾２Ｂ２激发态的电偶极矩常数。对简并态能级则通过线型分析拟合出委态的电偶极矩。     

K-Li冷碰撞散射特性的理论研究

本文应用量子方法和半经典方法计算了表征锂(6Li,7Li)原子和钾(39K,40K,41K)原子间超冷碰撞特性的散射参数,如s波散射长度,有效力程,p波散射长度等.超冷温度下6Li-39K单重态和三重态原子间的弹性散射截面主要为s波贡献,随着碰撞能量的增加散射截面有丰富的形状共振出现,计算发现单重态和三重态散射截面均存在显著的i波形状共振.此外,本文应用简并内态近似获得了超精细态相互作用时的s波散射长度.     

超冷钠原子弹性散射特性的精确计算

基于精确的原子之间相互作用势,系统研究了钠原子在超冷温度下的弹性散射特性,精确计算了钠原子间碰撞时的s波散射长度、有效力程、p波散射长度以及束缚态数目等散射参数.超冷温度下单重态和三重态原子间的弹性散射截面主要为s波贡献,随着碰撞能量的增加散射截面有丰富的形状共振出现,计算发现单重态和三重态散射截面分别存在显著的f波和i波形状共振.应用简并内态近似方法获得了超精细态相互作用时的s波散射长度,所得结果与精确值比较符合.     

用欧姆表的不同倍率测二极管正向电阻的读数特点

全国高考理综能力测试中有这样一道题：晶体二极管的正向伏安特性曲线如图1所示．用多用电表的欧姆挡测量晶体二极管的正向电阻时，分别用“&#215;100”挡和“&#215;1K”挡测量．下列说法中正确的是 A．测量时多用电表的红表笔应接二极管的正极 B．用“&#215;100”挡测得的电阻较大