在BEPC上建造γ束线站的分析

考虑电子的反冲并利用康普顿散射,研究了激光同步辐射光源(LSS)辐射的光子波长、光子能量。结果表明,对于不同的γ,LSS辐射的光子波长和能量有不同的近似公式。当γ<<λ1/4λe时,LSS辐射的光子波长λ2≈λ1/4γ2,能量(εc2≈4γ2εc1;当γ>>λ1/4λe时,LSS辐射的光子波长λ2≈λe/γ,能量cε2≈m0γc2;结果表明,LSS辐射的条件是种子激光的波长λ1大于电子的物质波波长λm;LSS辐射的极值波长是λ2m ax=h/m0γv,极值能量是cε2m ax=βeε;本文后半部分提出了利用北京正负电子对撞机的强流高亮度电子束与激光的康普顿背散射产生单色γ射线的建议。     

具有三量子阱结构的一维光子晶体透射谱研究

在适当选择结构参数基础上,通过传输矩阵法计算模拟光子晶体(AB)m(CD)n(BA)m结构模型的透射谱,当光子晶体(CD)n的三个导带分别处于光子晶体(AB)m(AB)m相邻的三个禁带中时,构成光子晶体三量子阱结构,在光量子阱透射谱的归一化频率1.0(ωa/2πc),2.0(ωa/2πc)和3.0(ωa/2πc)三处周围,分布着三套具有规律的局域共振峰,出现明显的量子化效应,且三套透过峰数目都可以通过光子晶体(CD)n的重复周期数n来调节,这一现象可用于设计可调性多通道滤波器。     

澄清维恩位移定律易混淆的两种形式

对维恩位移定律的两种形式λmaxT=2 899×10-3m·K和Tωmax=2 708×10-12K·Hz-1进行了详细推导和作图,指出λmax≠2πcωmax,因此某些文献用λmax=2πcωmax来联系两种形式是错误的.     

Rashba自旋-轨道相互作用影响下量子盘中强耦合磁极化子性质的研究

本文基于Lee-Low-Pines幺正变换法,采用Tokuda改进的线性组合算符法研究了Rashba自旋-轨道相互作用效应下量子盘中强耦合磁极化子的性质.结果表明,磁极化子的相互作用能Eint的取值随量子盘横向受限强度ω0、外磁场的回旋频率ωc、电子-LO声子耦合强度α和量子盘厚度L的变化均与磁极化子的状态性质密切相关;磁极化子的平均声子数N随ωc,ω0和α的增加而增大,随L的增加而振荡减小;在Rashba自旋-轨道相互作用效应影响下磁极化子的有效质量将劈裂为m*+,m*-两种,它们随ωc,ω0和α的增加而增大,随L的增加而振荡减小;在研究量子盘中磁极化子问题时,电子-LO声子耦合和Rashba自旋-轨道相互作用效应的影响不可忽略,但Rashba自旋-轨道相互作用和极化子效应对磁极化子的影响只有在电子运动的速率较慢时显著.     

磁性超导体的临界温度理论

本文将文献[1]中的理论推广到磁性超导体的情形,研究了自旋涨落对超导临界温度的抑制作用,给出了磁性超导体的临界温度的级数展开公式为其中系数b_0、b_4、b~2…仅仅是库仑赝势μ和电子-自旋涨落耦合常数λ_s的函数.〈ω~(2n)〉、(ω~(2n))分别为有效声子谱α~2F(ω)和有效自旋涨落谱略α_m~2F(ω)的偶次矩.本文同时还给出了上述公式与数值解的比较的数字结果,并求出电声子耦合强度的临界值为μ与λ_s之和.     

极性晶体膜中束缚磁极化子的声子平均数与回旋共振频率的关系

采用改进的线性组合算符法和幺正变换方法,研究极性晶体膜中束缚磁极化子的声子平均数与回旋共振频率ωc的变化关系.得出束缚磁极化子的声子平均数由两部分组成:第一部分是由于电子一体LO声子相互作用所引起的;第二部分则是电子-SO声子相互作用引起的.而且当λ＜20× 1012s-1时,声子平均数随着回旋共振频率ωc的增加而迅速增加,这主要是由于磁场的加入使电子声子的相互作用增强而引起的.     

叶栅正交和局部正交贴体网格的生成方法及其应用

一、二维叶栅正交O型网格的系列保角变换法 1.基本变换过程 变换公式和过程见图1。 在由Ω向ω的变换中,为求待定复常数a、b、c,先令ω(z=±∞)=±1,并定义Ω~+=[g(+∞)]~(1/k),Ω~-=[g(—∞)]~(1/k),由变换ω=(a—bΩ/c)/(1—Ω/c)得b=(—2c+Ω~-+Ω~+)/(Ω~+—Ω~-);a=1—(1—b)Ω~+/c;若r_(max)、r_(min)分别表示边界的最大、最小极径,则求常数c的迭代式为     

One- and Two-Mode Combination Squeezing Operator for Two Harmonic Oscillators with Coordinate-Momentum Coupling

By virtue of the technique of integration within an ordered product of operators, we derive the normal ordering expansion of a one- and two-mode combination squeezing operator for two harmonic oscillators with coordinate- momentum coupling. It turns out that this squeezing operator just diagonalizes the Hamiltonian H=p^21/2m1＋m1ω^21x^21/2＋p^222m2＋m2ω^22x^22/2-λx2p1 so its ground state is a one- and two-mode combination squeezed state. Quantum fluctuation in the ground state is calculated.     

非晶态超导体的声子谱参数λ,〈ω〉和〈ω~2〉与霍耳系数之间的经验关系

在大量的非过渡金属和合金中,非晶态超导体的声子谱参数λ,<ω>和<ω~2>与霍耳系数R_H之间存在着一个经验关系:在R_H=-3.5—-4.0×10~(-11)m~3/As之间存在着λ,<ω>和<ω~2>的最大值。上述声子谱参数与相应的液态金属的霍耳系数R_(HL)之间也存在着一个和上述类似的经验关系。最后讨论了非晶态超导体的转变温度T_c的提高问题。     

McMillan T_c公式的解析推导(Ⅱ) μ~*≠0情形

本文把文献[1]的理论以及所得到的T_c公式推广到μ≠0情形,得到 T_c=2r/πω_(log)·(ω_(log)/ω_c)~μ/(λ-μ)·exp{-(1 λ)/(λ-μ)}.nγ=C=0.5772是Euler常数。     

抛物量子点中强耦合磁双极化子内部激发态性质

基于Lee-Low-Pines幺正变换,采用Pekar类型变分法研究了抛物量子点中强耦合磁双极化子的内部激发态性质,当考虑自旋和外磁场影响时,推导出二维量子点中强耦合磁双极化子基态的能量E0,声子平均数ˉN0以及第一激发态的能量E1,声子平均数ˉN1随量子点受限强度ω0,介电常数比η,电子-声子耦合强度α和磁场的回旋共振频率ωC的变化规律.结果表明,磁双极化子的基态能量E0和第一激发态能量E1由两电子的单粒子能量E E,两电子间库仑相互作用能E C,电子自旋与磁场相互作用能E s和电子-声子相互作用能E e-ph四部分组成;单粒子"轨道"运动与磁场相互作用导致了第一激发态能级E1分裂为E(1+1)1,E(1-1)1两条,而电子自旋-磁场相互作用的效应又使基态和第一激发态的各能级均产生了三条"精细结构";ˉN0和ˉN1随ω0,α和ωc的增加而增大,E e-ph的取值总是小于零,其绝对值随α,ω0和ωc的增加而增大;电子-声子相互作用的效应是束缚态磁双极化子形成的有力因素,而限定势和电子之间的库仑排斥能的存在不利于束缚态磁双极化子的形成;能量为E(1-1)1的磁双极化子要比能量为E(1+1)1的磁双极化子更容易且更稳定地处于束缚态.     

激光同步辐射光源的辐射条件

激光同步辐射光源是一种新型的X射线光源，它利用高强度激光与相对论电子束发生康普顿散射，从而在电子的运动方向上辐射出X射线．本文在考虑电子的反冲基础上，利用康普顿散射研究了激光同步辐射光源（LSS）辐射光子的精确波长和能量；同时发现，对于背散射情况，只有当种子激光的波长λ1大于电子的物质波波长λm时才能发生LSS辐射；最后给出LSS辐射的极值波长λ2max=h/（m0γv）和极值能量εc2max=βε3.     

平行光子晶体波导的传输特性及应用

采用时域有限差分法研究两平行光子晶体波导的传输特性及模场分布,利用耦合模理论计算光子晶体波导的耦合系数。计算结果表明,在不同的频率范围内两平行光子晶体波导之间表现出不同的耦合特性:在高频段(0.32~0.44)(ωa/2πc)的范围内两直波导表现出相互的能量交换,实现光耦合,耦合系数随入射波 频率增加而减小;而在低频段(0.29~0.32)(ωa/2πc)的范围内,两波导的传输谱图几乎重合。最后,提出一种采用固定波导耦合长度同时实现光分束及光均分器的方案,当耦合长度取34a时,可将频率为0.333 (ωa/2πc)和 0.357(ωa/2πc)的两入射波分束传播,同时将低频段中的任意频率波进行能量均分。     

“光学一题”解答

利用如图所示的迎光矢量分布图,设两块(λ/4)波晶片的快轴都沿x方向,旋转的半波片快轴沿x’方向,且在t 时刻 x’和 x的夹角为 ω’ t,振幅为2A的入射线偏光通过第一块(λ/4)波晶片后的振动方程为这是一个频率为ω的左旋圆偏光.它通过半波片后的振动方程为这是一个频率为(ω一ω’)的右旋圆偏光.当这一右旋偏光通过第二块(λ/4)波晶片后,则出射光的电振动方程为由此可知,出射的是线偏光,其振动方向与入射的相同,振幅也是2A,但频率却由原来的ω变为 容易证明,当某一(λ/4)波晶片转过90°时,人们将获得m+2ω’的线偏光;有时,也可能使出射线偏…     

金属氢高温超导电性

本文利用晶体的平均电子半径r_s、离子质量M和声速v_j等较少参量表示Z价金属的有效声子谱α²F(ω)、电声子耦合常数λ和谱面积λ/2〈ω〉,并用Dynes的T_c公式,求得了金属氢、铅和铌的超导临界温度。计算表明,在零压下金属氢的λ=2.55,T_c=162K。 关键词：     

第一性原理计算MgB2薄膜拉伸对超导电性的影响

应用全势线性响应线性糕模轨道方法计算MgB2的电子能带结构、声子谱及电声子耦合常数,并讨论MgB2的超导电性.通过比较MgB2薄膜双轴拉伸前后超导电性的变化可以看出,随着a轴晶格常数增大和c轴晶格常数减小,声子谱中硼的E2g声子频率显著下降,使得电声子耦合强度λ和声子对数平均频率ωln增强,提高了MgB2薄膜的超导转变温度.理论计算结果与文献中的实验测量结果相符.     

激光器件 半导体激光器

TN248．4 2005042538 大功率半导体激光器叠层无氧铜微通道热沉=Oxygen- free copper microchannel heat sink of high power semicon- ductor laser[刊,中]／刘云(中科院长春光机所激发态物理重点实验室,吉林,长春(130033)),廖新胜…／／发光学报,-2005,26(1),-109-114 建立了叠层无氧铜微通道热沉的散热模型,通过理论计算和近似分析,优化了微通道热沉的结构参数;在t= 200μm,ωc=60μm,ωf=100μm,p=2．2×106 Pa时,可获     

二维Kagome格子光子晶体禁带的数值模拟

采用平面波展开法模拟计算了由空气背景中的介质柱构成的二维Kagome格子光子晶体的能带结构,得到了使完全光子禁带最大化的结构参量.计算结果表明:由圆形、正六边形和正四边形三种不同形状锗介质柱构成的Kagome格子光子晶体都出现了完全光子禁带,最大禁带分别为Δ=0.014(ωa/2πc)、Δ=0.013(ωa/2πc)、Δ=0.011(ωa/2πc)发现由圆形和正六边形两种介质柱构成的Kagome格子光子晶体在填充比连续变化的较大的范围内都有宽度较为稳定的完全禁带,且它们具有非常相似的能带结构.     

非晶态超导体的Tc,2△0／kBTc和声子谱参量

分析研究了非过渡金属非晶态超导体的超导参量 T_c、2△_0 和声子谱参量λ、<ω>、<ω~2>与霍耳系数 R_H 之间,以及 T_c 与声子谱参量ω_0 和<ω>/ω_c 之间的关系,发现,在 R_H=-3.5—-4.0×10~(-11)m~3/AS 范围内同时存在着上述超导和声子谱参量的最大值;具有高ω_0 的材料对获得高 T_c 非晶态超导体有利;非晶态超导体的 T_c 与点阵无序度(<ω>/ω_0)近似地成线性关系.在上述结果的基础上,分别提出了一个非晶态超导体的 T_c 公式T_c=Aλ<ω>~(1/2)/(<ω>/ω_0+(1+λ)/20)和一个2△_r/k_BT_c 公式2△_0/k_BT_c=4.95[1-T_c<ω>_(1/2)/A(1/λω_0+1/20<ω>+1/20<ω>)]按照所提出的公式,第一次指出了,非过渡金属非晶态超导体既可以是一个2△_0/k_BT_c 比BCS 理值大得多的典型的强耦合超导体,也可以是一个 2△_0/k_BT_c 比 BCS 理值还要小得多的甚弱耦合超导体.当然,也可以是一个 2△_0/k_BT_c 值与 BCS 理论基本一致的弱耦合超导体.解释了结晶态弱耦合超导体的2△_0/k_BT_c 测量值偏离于 BCS 理论的原.     

超导临界温度严格公式的探讨

近来Allen和Dynes对Eliashberg方程重新进行了数值分析,并提出了一个新的T_c公式。他们先就Einstein谱的情形,在一级和二级近似导出了T_c的一个渐近公式。在二级近似下,T_c=0.180λ~(1/2)ω_E,当λ>10,μ*=0时,其中λ是电-声子耦合常数,μ*是库仑赝势。然后把ω_E换成〈ω~2〉~(1/2),