关于单粒子位阱理论的一点注记

对应于（N±1）核的断续（d）与连续（c）能谱,单粒子格林函数的Lehmann表示G_αβ（ω）可以分为两部分之和: G_αβ（ω）=G_αβ^d（ω）+G_αβ^c（ω）。虽然G_αβ^d（ω）为半纯函数,但G_αβ^c（ω）却含有支点割线。在前几文关于非厄米单粒子位阱u_αβ=M_αβ（ε_β）[M_αβ（ω）为质量算符]的讨论中,我们只明显地考虑了G_αβ^d（ω）。这相当于引进了切断近似。本文进一步讨论了G_αβ^c（ω）的影响。文中证明了,由此除可多得少许新结论外,以前所得结果均依然正确。     

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.     

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(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）]     

费米子传播子的谱表示和夸克禁闭

本文从谱表示理论出发讨论了费米子因果格林函数的性质,从场论观点定义了有效质量,给出了|p²|（?）M²时S′_F（p）的近似表达式和p²→+∞时S′_F（p）的近似估计式。运用所得结果讨论夸克禁闭问题,结果表明:（ⅰ）在谱表示理论基础上可以允许相对禁闭的概念,并且只要重整化较强,夸克就有可能在远低于质量壳时表现出确定的轻的有效质量;（ⅱ）在谱表示理论基础上不能允许绝对禁闭的概念,即使把绝对禁闭作为相对禁闭的极限也是一样。也就是如果引入绝对禁闭的概念,必须放弃谱表示理论的一部分基本假定。     

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.     

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.     

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。     

自旋巨共振和核实极化效应

对于自旋巨偶极共振,本文考虑了核场（Y₀δ₁）_1v和γ²（Y₂δ₁）_1v之间的耦合项的影响,这种耦合形式可以从张量算符给出.对于λ≥2的自旋巨共振,本文考虑了核场γ^λ+1(Y_λ+1δ₁)_λv的影响.     

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.     

sd玻色子6维无迹算符和SO6波函数

本文引进了sd玻色子的6维无迹算符. 按照类似于文献[1,2]中的方法, 首先用这些算符构成SU₆ SO₆ SO₅ SO₃波函数, 然后求出用通常的s⁺d⁺算符表达的明显公式.     

d-玻色子体系波函数的SU2⊙SU2基、物理基与无迹玻色子算符(Ⅱ)

为了完满地解决求现有几类物理基矢在SU₂⊙SU₂表象的表示问题, 文中从第一类|PPO₃>基矢的无迹玻色子算符形式出发, 直接求出内积A_εx|PP⊙LL>的明显表达式. 同时用这种基矢的迭加表示出第二类基矢A_εx|PP(x)LL>的相应的迭加表示出A_εx|PP(y)LL}. 在结语部分还把本文的方法与前文(Ⅰ)的方法作了简单的对比.     

Kerr-Newman度规中带电Bose子束缚态

本文指出, 无质量Bose子和Kerr-Newman黑洞不形成束缚态. 有质量的Bose子, 在0<α<√M²－Q²的情况下, 若E≠am+eQr₊/2Mr₊－Q²则无束缚态; 若E=am+eQr₊/2Mr₊－Q²则非束缚态存在的必要条件是(22)和(24)式. 在a=√M²－Q²的情况, 束缚态的能量E=√M²－Q²+eQM/2M²－Q², 当Q=0或者e=0时, 本文结论与de Felic^[1]和章世伟、苏汝铿^[2]的结果相符.     

23Na（p,α）20Ne反应中几个非孤立共振的研究

本工作测量了²³Na（p,α₀）²⁰Ne_g.s.反应在 E_p=1—2.5MeV 能量范围内和θ_L=30°,150°时的激发函数,还测量了²³Na（p,α₁）²⁰Ne_lst,反应在上述能量范围内和θ_L=30°时的激发函数.对2.171 MeV 共振,在12个角度上测量了（p,α₀）的激发函数,并由激发函数求得了多个角分布,另外在一个固定能量上（150°激发函数的共振峰上）测量了（p,α₀）反应的角分布.对2.117 MeV 共振,在二个固定能量上（150°激发函数的共振峰上和其高能端的半高点处）测量了（p,α₀）反应的角分布.对2.075 MeV 共振,在16个角度上测量了（p,α₀）反应的激发函数,并由激发函数求得了角分布.这三个共振的角分布不是90°对称的,并且共振峰的峰位与角度有关.用复合核理论对它们进行了讨论.     

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.     

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。     

在K0-K0系统理论中的一个重要问题

利用对K⁰-K⁰系统相位无关的描写公式, 讨论了在计算M₁₂时的B参量的符号及K-M矩阵中sin δ的符号(都应大于零). 也讨论了精确的ε表达式中的奇异性的意义. 这个奇异性在文献中常见的公式里不存在.     

两不同奇相干态组成的第种四态叠加多模叠加态光场的等阶N次方Y压缩

根据量子力学中的线性叠加原理,构造了由多模奇相干态与多模复共轭奇相干态这两种不同的奇相干态的线性叠加所组成的第Ⅰ种四态叠加多模叠加态光场|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q,利用多模压缩态理论,研究了态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的等阶N次方Y压缩特性.结果发现:1)当压缩阶数N为偶数时,在不同的条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可分别呈现三种状态:a)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可处于等阶N-Y最小测不准态;b)态|Ψ(4)o,I〉q的第一正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;c)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可呈现“半相干态”效应.2)当压缩阶数为奇数时,若果r₁=r₂=r,则在不同的条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可分别呈现三种状态:a)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q可处于等阶N-Y最小测不准态;b)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的第一正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应;c)态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的第二正交分量可呈现等阶N次方Y压缩效应.3)“半相干态”是指在一定条件下,态|Ψ_o⁽⁴⁾,I〉_q的两个正交分量其中一个正交分量处于等阶N-Y最小测不准态,另一个正交分量既不处于等阶N-Y最小测不准态也不呈现等阶N次方Y压缩效应.     

Analysis of Bs→φμ+μ- decay within supersymmetry

Motivated by the rst measurement on B(B_s→φμ⁺μ^-) by the CDF Collaboration, we study the supersymmetric e ects in semi-leptonic B_s→φμ⁺μ^- decay. In our evaluations, we analyze the dependences of the dimuon invariant mass spectrum and the forward-backward asymmetry on relevant supersymmetric couplings in the MSSM with and without R-parity. The analyses show that the new experimental upper limits of B(B_s→φμ⁺μ^-)from the LHCb Collaboration could further improve the bounds on sneutrino exchange couplings and (δ_LL^u)₂₃ as well as (δ_LL,RR^u)₂₃ mass insertion couplings. In addition, within the allowed ranges of relevant couplings under the constraints from B(B_s→φμ⁺μ^-), B(B→K^(*)μ⁺μ^-) and (B_s→φμ⁺μ^-), the dimuon forward-backward asymmetry and the di erential dimuon forward-backward asymmetry of B_s→φμ⁺μ^-are highly sensitive to the squark exchange contribution and the (δ_LL^u)₂₃ mass insertion contribution. The results obtained in this work will be very useful in searching for supersymmetric signals at the LHC.     

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)。