O同位素的相对论平均场计算中对能隙参数的研究

在相对论平均场理论框架下, 研究了各种对能隙参数对O同位素偶偶核的适用性. 通过对原子核结合能和四极形变的系统计算表明, 在O同位素区域, 对能隙参数Λ_n和Λ_p均可取为0.5, 这样既简化了计算, 又可得到比较满意的结果.     

1h11/2轨道对A～100区偶偶核形状影响的系统研究

采用修正的表面δ相互作用(MSDI),对^102—114Ru,^102—116Pd和^104—116Cd等22个偶偶核分别在gds和gdsh两种不同的组态空间中作了形变HF计算.得到了长、扁椭球等基态或激发态的解.结果表明在质量数为102—116间的原子核存在形状过渡和形状共存现象,且单粒子能级随质量数及组态的不同而不同.两种不同组态空间中的计算结果的对比表明,形变HF计算中1h_11/2轨道的介入及填充与否对A～100区偶偶核的单粒子能谱及形状有较大影响     

偶偶核基带的量子群Uqp(u2)模型的理论分析

通过对锕系和稀土偶偶核基带转动谱实验数据的拟合和Mallmann图的研究,系统地分析了量子群U_qp(u₂)模型对原子核转动谱的适用性.结果表明,U_qp(u₂)模型的理论值与实验值比较接近,明显优于单参数形变量子代数SU_q(2)模型.此外,还建立了U_qp(u₂)的形变参量q、p与核软度的关系.     

单粒子薛定谔液体和形变核的转动惯量

将单粒子薛定谔液体理论应用于轴对称形变核的集体运动.也给出了一个相反的例子,即在各向异性谐振子势中处于稳定形变的任意数目的独立核子.而且,通过填充与主量子数n_x,n_y和n_z的可能值相应的单粒子态来构成s-d壳偶偶核:²⁰Ne,²⁴Mg,²⁸Si,³²S和³⁶Ar的基态,并计算了作为谐振子参数hω_x,hω_y和hω_z的函数的这些核的推转模型、刚体模型和稳态模型转动惯量.这些谐振子参数用与质量数A、中子数N、质子数Z和形变参数β有关的非形变参数hω00来描述.这些核的推转模型转动惯量的理论计算结果与实验数据符合甚好.而且,所考虑的轴对称形变核可能是扁椭球形的,也可能不是扁椭球形的,其中²⁴Mg是惟一高度形变的.²⁰Ne和²⁴Mg这两个核的刚体模型和稳态模型转动惯量也与实验数据符合甚好.     

第I种非对称两态叠加多模叠加态光场的任意不等阶Y压缩

利用多模压缩态理论研究了第种非对称两态叠加多模叠加态光场|Ψ_Iab〉_q的任意不等阶N_j次方Y压缩特性.结果发现:对于任意压缩阶数N_j,态|Ψ_Iab〉_q在一定条件下总可呈现出任意不等阶N_j次方Y混合压缩效应,但在某一压缩阶数区域内并不一定呈现压缩效应;压缩阶数N_j满足特定条件(N_mj=4_mj;4_mj+1;4_mj+2;4_mj+3,其中j=1,2,3,…,…q)时的不等阶N_j次方Y压缩效应仅仅是本文的理论结果在N_j在某一特定条件下的特例.     

三明治结构Tan(B3N3H6)n+1 团簇的磁性和量子输运性质

利用密度泛函理论和非平衡格林函数方法, 本文对小尺寸团簇Ta_n(B₃N₃H₆)_n+1 (n ≤ 4)的磁性和量子输运性质进行了系统的研究. 计算结果表明, 此类体系采用三明治结构作为其基态并且具有较高的稳定性. 体系的磁矩随团簇尺寸的增大而线性增大. 当把Ta_n(B₃N₃H₆)_n+1团簇耦合到Au电极上时, 形成的Au-Ta_n(B₃N₃H₆)_n+1-Au体系在有限偏压下展示出了较强的自旋过滤能力, 因而可以被看做是一类新型的低维自旋过滤器.     

相对论平均场理论对Pt同位素形状演化的研究

利用形变约束的相对论平均场理论研究了Pt同位素偶-偶核的形状演化,比较了基态结合能和四极形变的理论计算值和实验值, 分析了这些核的位能曲线、单粒子能级及其随四极形变β₂ 的变化规律,发现从N=88到N=126, Pt同位素的基态变形从球形对称核经X(5)对称性核、演化为具有稳定形变的核,再演化为球形核的变化过程.其中, ^166-172Pt是近球形核, ¹⁷⁴Pt和^192-196Pt位于球形和稳定形变之间,可能具有X(5)对称性, ^176-190Pt具有稳定的变形, ^198-202Pt是近球形核, ²⁰⁴Pt是球形核,这些结果与实验一致.     

C(γ,η)X反应与N(1535)在核内的性质

在N^*(1535)共振模型下,研究了γ在原子核上产生η的反应,通过N衰变的实验数据以及γp→ηp反应确定了模型参数,结果表明,M_N*=1550MeV才较好地符合γp→ηp的实验,对¹²C上的η介子光生的总截面计算发现,N^*(1535)在核内的宽度由于多体修正而增大,N^*－核的相互作用具有排斥性质.     

扩展Skyrme力的自洽半经典计算与原子核静态及Isoscalar巨共振性质

从扩展Skyrme力的HF能量密度H(r)出发,利用半经典近似下动能密度泛函τ_q[ρ_n,ρ_p]及自旋-轨道密度泛函J_q[ρ_n,ρ_p],得到了核系统的能量密度泛函H[ρ_n,ρ_p]在给定核子数条件下对此泛函作变分计算使我们确定了核的基态密度分布,由此研究了原子核的静态及isoscalar巨共振性质.所有结果同实验及HF(RPA)计算结果很好一致.     

一种非对称多模叠加态光场的Nj次方H偶数压缩

利用多模压缩态理论研究了一种非对称多模叠加态光场|Ψ_I^(ab)〉_q的N_j次方H压缩特性.结果发现:当各模压缩幂次数之和为偶数时,态|Ψ_I^(ab)〉_q的第一或第二正交分量可分别呈现出周期性变化的N_j次方H压缩效应,进而揭示了压缩简并产生的根源.     

一种新型的多模虚偶相干态光场的等阶N次方Y压缩与等阶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多模虚偶相干态光场|Ψ_i,e⁽²⁾>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩特性.结果发现:1)态|Ψ_i,e⁽²⁾>_q是一种典型的多模非经典光场,当压缩阶数N为奇数时,态|Ψ_i,e⁽²⁾>_q在一定条件下总可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应;当腔模总数q与压缩阶数N这两者的乘积q·N为奇数时,则在一定条件下态|Ψ_i,e⁽²⁾>_q又可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方H压缩效应.2)态|Ψ_i,e⁽²⁾>_q的等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩效应这两者的压缩程度和压缩深度分别与几率幅γ_q^(e)、压缩参数R_j、各模的初始相位φ_j(或者各模的初始相位和 φ_j)、压缩阶数N以及腔模(指纵模)总数q等呈较强的非线性关联,等阶N次方H压缩效应与上述诸参量之间的非线性关联程度要比等阶N次方Y压缩效应的更强.3)多模虚偶相干态光场|Ψ_i,e⁽²⁾>_q与多模偶相干态光场|Ψ_,e>_q及多模复共轭偶相干态光场|Ψ*_,e⁽²⁾>_q这后两者的等阶N次方Y压缩效应和等阶N次方H压缩效应的压缩条件和压缩特性正好相反,这种现象就称为相反压缩.     

第Ⅱ种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场的偶数阶等阶N次方Y压缩

本文构造了由多模复共轭相干态的相反态|{-Z_j^(a)*}>_q与多模虚共轭相干态的相反态|{-iZ_j^(b)*}>_q这两者的线性叠加所组成的第Ⅱ种强度不等的非对称两态叠加多模叠加态光场|Ψ_Ⅱ^(ab)>_q,利用多模压缩态理论研究了态|Ψ_Ⅱ^(ab)>_q的任意偶数阶等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1)在压缩阶数N取偶数,即N=2p的条件下,无论p=2m(m=1,2,3,…,…),还是p=2m+1(m=0,1,2,3,…,…),只要构成态|Ψ_Ⅱ^(ab)>_q的两个不同的量子光场态中各对应模的强度(即平均光子数)和初始相位都不相等,亦即R_j^(a)≠R_j^(b)和φ_j^(a)≠φ_j^(b)(j=1,2,3,…,q),并且 ,则当满足一定的量子化条件(或者在一些闭区间内连续取值)时,态|Ψ_Ⅱ^(ab)>_q总可呈现出周期性变化的、任意偶数阶的等阶N次方Y压缩效应.2)在N=2p且p=2m+1(m=0,1,2,3,…,…)的条件下,若R_j^(a)=R_j^(b)和φ_j^(a)=φ_j^(b)(j=1,2,3,…,q),态|Ψ_Ⅱ^(ab)>_q则可呈现出等阶N次方Y压缩简并现象.     

多模复共轭虚偶相干态光场的等阶N次方Y压缩与等阶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多模复共轭虚偶相干态光场|Ψ_i,e^*(2)>_q的广义非线性等阶N次方Y压缩与等阶N次方H压缩特性.结果发现:1)当压缩阶数N为奇数时,态Ψ_i,e^*(2)>_q在一定条件下总可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方Y压缩效应;当腔模总数q与压缩阶数N两者之乘积q·N为奇数时,则在一定条件下态|Ψ_i,e^*(2)>_q又可呈现出周期性变化的、任意阶的等阶N次方H压缩效应.2)态|Ψ_i,e^*(2)>_q与多模偶相干态光场|Ψ_i,e^*(2)>_q与多模虚偶相干态光场|Ψ_i,e⁽²⁾>_q的压缩幅度、压缩条件和压缩特征等完全相同.这一结果再次从理论上证实了多模压缩光中的确存在着“相反压缩”和“压缩简并”这两类新的物理现象.     

一种新型的两态叠加多模Schrödinger猫态光场的等阶N次方Y压缩

本文根据量子力学的线性叠加原理,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|{Z_j}〉q这两者的线性叠加所组成的一种新型的多模Schrdinger猫态光场|Ψ⁽²⁾〉q,利用新近建立的多模压缩态理论,研究了态|Ψ⁽²⁾〉q的N次方Y压缩效应。结果发现:①当压缩阶数N=2p且p=2m(m=1,2,3,…,…)时,态|Ψ⁽²⁾〉q总是恒处于N-Y最小测不准态;②当压缩阶数N=2p且p=2m+1(m=0,1,2,3,…,…)时,如果各模的初始相位φ_j,态间的初始相位差θ_pq^(I)-θ_nq^(R)以及各单模相干态光场的平均光子数之总和 等满足一定的量子化条件,则态|Ψ⁽²⁾〉q可呈现出周期性变化的、任意阶的N次方Y压缩效应;③当压缩阶数N=2p′+1时,无论p′=2m(m=0,1,2,…,…)还是p′=2m+1(m=0,1,2,3,…,…),只要各模的初始相位φ_j满足一定的量子条件,则当两态叠加几率幅满足r_pq^(I)=r_nq^(R)时,态|Ψ⁽²⁾〉q就恒处于N-Y测不准态,始终不呈现N-Y最小测不准态和N次方Y压缩;而当r_pq^(I)≠r_nq^(R)时,态|Ψ⁽²⁾〉q始终不呈现N-Y测不准态、N-Y最小测不准态和N次方Y压缩效应。     

2维SU(NC)格点规范理论中夸克真空凝聚

用改进的Wilson夸克格点哈密顿量和变分法研究2维SU(N_C)规范场中夸克真空凝聚〈ψψ〉与夸克质量m_q和Wilson参数r的依赖关系. 结果表明: 对于给定的r, 当N_C=2,3,4,5,6,7,时, 〈ψψ〉_suba/(gN_C^3/2)的值随m_q的增大而减小. 对于较大的N_C(如N_C>3), 当m_q很小时, 〈ψψ〉_suba(gN_C^3/2)对r的依赖性很小, 但随着m_q的增大, 〈ψψ〉_suba/(gN_C^3/2)对r的依赖性增大, 且〈ψψ〉_suba/(gN_C^3/2)的值随r的增大而增大; 特别是, 当m_q→0时, 本文的格点结果与Zhitnitsky的连续理论分析结果(在弱耦合相中)很好地一致, 这意味着本文在m_q≠0时所得到的结果是可靠的.     

在α(p,p')ηα反应中的N(1535)激发及η介子产生

在相对论介子与核相互作用理论框架下, 对α(p,p')ηα反应进行了理论分析, 讨论了在入射质子和靶核上的N^*(1535)激发机制的特点. 以⁴He靶核为例, 在入射质子动能T_p=2.8GeV的情况下, 计算了反应截面, 末态ηN不变质量谱和出射η介子的角分布, 讨论了在兰州重离子冷却储存环(CSR)上开展实验研究的意义和可能性.     

超形变带Staggering现象的SUq(2)描述

利用SU_q(2)转动谱公式分析了¹⁴⁹Gd(1),¹⁴⁸Gd(6)和¹⁴⁸Eu(1)超形变带的staggering现象.当选择合适的带首自旋,计算的ΔI=4的分岔和实验提取的结果惊人地吻合,表明q形变或许是产生原子核超形变带staggering现象的原因之一.     

N+ND反应的量子力学速率常数

在两个耦合的势能面1²A′和2²A′上对N+ND反应进行了非绝热量子动力学研究. 计算了N+ND→N₂+D反应和N′+ND→N′D+N反应在5 meV～1.0 eV碰撞能的反应几率和积分截面. 结果发现N+ND→N₂+D反应是N+ND反应的主要反应通道.另外,计算了N+ND→N₂+D 反应的速率常数.     

“全同”超形变核转动带的量子群Uqp(u2)模型的理论分析

利用量子群U_qp(u₂)模型计算了^{191-192-193-194Hg}超形变(SD)带的γ跃迁能E_γ,运动学转动惯量J⁽¹⁾和动力学转动惯量J⁽²⁾,顺排角动量之差(i=ω(J⁽¹⁾(^{191-192-193-194}Hg)-J⁽¹⁾(¹⁹²Hg))),并与实验值进行比较得到了满意的结果,此外,还利用U_qp(u₂)模型的形变参量与核软度的关系式,计算出各SD带的核软度参数σ₁与唯象分析给出的组态结构进行了比较分析.     

态|Ψn(2)>q的广义非线性等阶N次方H压缩效应

构造了一种新型的多模叠加态|Ψ_n⁽²⁾>_q=C_n^(R)|{-iZ_j^*}>_q+C_n⁽⁰⁾|{O_j}>_q;并首次详细地研究了此量子态的等阶N次方H压缩特性.大量的计算和分析表明:态|Ψ_n⁽²⁾>_q是一种多模典型的非经典光场;还发现了"相似压缩"等现象.