推转壳模型波函数的Seniority结构和K结构(II)奇A核

分析了奇数粒子体系CSM波函数的Seniority结构和K结构随转动角频率ω的变化.在通常实验分析的ω范围中(hω≤0.5MeV),Seniority v=1,3,5的组态成份都相当重要,但v≥7的成份极微.轴对称体系在推转下将逐步偏离轴对称,K结构变得很复杂.在ω不太大时,堵塞效应对低激发态性质有很重要的影响.     

推转壳模型波函数的seniority结构和K结构(Ⅰ)偶偶核

随转动角频率ω增大,推转壳模型波函数不再具有单一的seniority(V)结构.在hω≤0.5MeV范围内,V=0,2,4的成份都很重要,但V≥6的成份可以忽略.同时,相当多的K值(主要是│K│≤10)都将以可观的权重出现在低激发带中,使原子核远远偏离轴对称.也分析了能隙随ω变化的规律.     

164Er96与166Er98核推转壳模型波函数的K结构新探

在一组新的表象空间中,对轴对称变形核¹⁶⁴Er₉₆与¹⁶⁶Er₉₈的推转壳模型(CSM)波函数的K结构进行了分析,随转动角频率ω增大,CSM波函数不再具有单一的K结构,原子核逐渐偏离轴对称,计算表明,¹⁶⁴Er₉₆与¹⁶⁶Er₉₈的晕带K结构极其相似,但第一激发带的K结构却有较大不同。 关键词：     

N2O异构体结构与解析势能函数

在B3P86/cc-PVTZ水平上,对N2O异构体进行优化计算,得出N2O基态的单重态能量最低,其稳定构型为C∞v构型,平衡核间距R1=0.1121 nm,R2=0.1177 nm,α＝180°,能量为-185.1188a.u.同时计算出基态的简正振动频率ω1(Π)=601.5010 cm-1,ω2(Σg)=1295.8518 cm-1和ω3(Σu)=2287.0627 cm-1.在此基础上,使用多体项展式理论方法,导出N2O分子的全空间解析势能函数,该势能函数准确再现了N2O(C∞v)平衡结构.     

NCO异构体结构与分析势能函数

在B3LYP/6-31+G(d)水平上,对NCO分子的各种可能结构进行几何优化,得到了NCO及其异构体分子CNO和CON基态结构都是C∞v,电子态为X 2Π,NCO分子的平衡核间距RNC=0.1230nm, RCO=0.1186nm,离解能De=13.40eV,并计算出谐振频率ω1=1293.44cm-1, ω2(A΄)=484.73cm-1,ω2(A˝)=559.72cm-1,ω3=1988.41cm-1,Renner-Teller参数ε=-0.1429,计算值与实验值吻合较好．在此基础上,应用多体项展式理论,单体项中首次引入开关函数,三体项以NCO,CNO基态结构与性质为依据,拟合给出了NCO分子的基态分析势能函数,其等值势能图准确再现了NCO,CNO分子基态结构与特征,并与优化结果完全一致．     

PdH、PdH2分子的结构与势能函数

用相对论有效原子实势(SDD)和密度泛函(B3LYP)方法对PdH和PdH2体系的结构进行了优化,计算表明:PdH分子的几何构型为C∞v,其基态为X2∑+态,键长R=0.154 11 nm,离解能为De=2.511 0eV,谐振频率ωe=2 156.226 9 cm-1,并拟合得到Murrell-Sorbie势能函数;PdH2分子稳态为C2y构型,电子组态为1A1,平衡核间距RPdH=0.151 73 nm,键角∠HPdH=72.373 3°,基态简正振动频率:对称伸缩振动频率v1(b2)=2 104.369 6 cm-1、弯曲振动频率v2(a1)=528.742 6 cm-1、反对称伸缩振动频率v3(a1)=2 208.649 0 cm-1,离解能De=5.318 56 eV.在此基础上,用Murrell-Sorbie函数和多体展式理论导出PdH(C∞v,X2∑+)、PdH2(C2v,1A1)分子的解析势能函数.其等值势能面图准确地再现了PdH2分子的结构特征和离解能,由此讨论了Pd+H2分子反应的势能面静态特征.     

寻找1+－奇特态再探

为了便于BES(北京谱仪)做数据分析,本文给出了在J/ψ→ωX,ω→2π或3π,X→KKπ反应中寻找1^+－奇特态的一些新的关系式.并且对于在三级二体衰变过程J/ψ→ωX,ω→2π或3π,X→K*K,K*→Kπ中如何寻找1^+－奇特态的问题作了讨论.     

超声射流CCl2 自由基激光诱导荧光激发谱

用CCl4 /Ar混合气体脉冲直流高压放电产生CCl2 自由基 ,在超声射流冷却下获得了CCl2 A 1B1- X 1A14 40～ 5 80nm的K 结构分辨的激光诱导荧光激发谱 .通过K 结构分辨谱的分析 ,对 72 2条转动子谱带进行了归属 ,得到了激发态CCl2 A 1　B1的两个全对称振动模式的振动频率、非谐性常数和转动常数差值 ,即激发态的振动频率ω1=6 31.2 0cm-1,ω2 =30 2 .0 0cm-1,A′-B′ =3.476cm-1.     

相速度、群速度与超光速问题

相对论中指出了:真空中的光速c是信号传播的极限速度.然而.在一些力学、电磁学和光学书里,却常常看到相速度、群速度出现超光速的情况,这是否与相对论的理论相矛盾呢? 相速度、群速度都是用来描述波的传播的物理量.由于在实际情况中,无论是单色光源或者调谐锐度很高的无线电发射机,所发射的波总有一定的频率宽度,形成一个波列.因此,我们研究波的传播时,必须考察这一波列中所有单色波的合成波,它可以写作此频率区间 内所有各波的一个积分:由于ω=ω(K),ω0对应K0,△ω对应△K,将ω(K)在ω0附近展开:略去(2)式中的高次项,代入(1)式;由于A(K…     

Pu_3体系的结构与势能函数

用相对论有效原子实势 (RECP)和密度泛函 (B3LYP)方法对Pun(n =2 ,3)体系的结构进行了优化 ,得到了Pu2 和Pu3分子的几何构型分别为D∞h,D3h,其基态分别为 13和 19重态 .在B3LYP RECP水平上得到Pu2 分子的光谱常数ωe=5 2 .3845cm- 1 ,ωe 　χe=0 .0 2 0 1cm- 1 和Pu3分子的谐振频率 (ν1 =5 6 .90 0 7cm- 1 ,ν2 =5 7.1816cm- 1 ,ν3=6 4 0 785cm- 1 )等性质 ,并通过正规方程组和多体展式理论 ,得到了Pu2 ,Pu3的分析势能函数 .     

高振动激发K_2与CO_2间弱碰撞和强碰撞的分支比

受激发射泵浦激发K2到X1Σ+g(v″=40,53)振动态.K2(v″)与CO2碰撞,瞬时泛频激光诱导荧光(LIF)测得CO2(0000,J)的初生态布居,其半对数描绘给出了双指数分布.在池温为600 K时,对于v″=40和53,低转动温度T,分别为581±70 K与621±76 K,而高转动温度分别为1395±167 K与1556±187K.T1和T2分别对应于弱碰撞和强碰撞.转动分布对K2(v″)的能量是敏感的,但弱,强碰撞分支比基本相同.利用瞬时泛频LIF强度的相对变化,得到CO2J态的出现和倒空速率系数.确定了CO2平均角动量改变ΔJ和平均反冲速度改变Δvrel间的关系.对于相同角动量的改变,K2(v″)能量增加25%,反冲速度增加约47%.对于K2(v″=40,53)-CO2碰撞,得到了能量转移概率分布函数P(ΔE).     

铜团簇(n=55)结构及能量随温度演变的Monte Carlo 模拟研究

采用Monte Carlo方法及Embeded-Atom Method作用势，以55个铜原子体系为对象，研究了高 温铜团簇的结构及能量.首先计算温度为200?K时Cu₅₅的能量及结构，其结果 与土耳 其Süleyman ?zcelik 等人的研究小组的研究结果符合很好，说明此方法是可靠的.然后， 从12000?K开始逐渐降温，间隔1000?K，每个温度点MCS为10⁶，在达到平衡时 得到体系的结构及能量.结果表明：在10000?K以上时，体系只有少数原子结合在一起成核，成核数很少，且很不稳定，单原子数较多；在10000?K到6000?K温度段，随着温度的降低，体系 结构由单原子双原子数较多渐变到有较多原子结合在一起，形成一个大的成核中心，剩余单 原子、双原子逐渐与成核中心集结；在温度5000?K达到平衡时，体系原子已经完全结合在 一起，没有单个原子存在，体系能量为-11206?eV，在进一步降温的过程中，体系结构由 5000?K时的不对称、不规则渐变到600?K时的规则、对称的双二十面体结构，能量为-168 50?eV；在可视化的显示下，得到一幅十分清晰的关于体系随温度降低的结构演变图. 关键词： 铜团簇 结构及能量 Monte Carlo 模拟 高温     

Fe,Ni掺杂CdS的电子结构和光学性质

基于密度泛函理论（DFT）的第一性原理研究了Fe,Ni单掺杂和（Fe,Ni）共掺杂CdS的能带结构、电子态密度分布、介电常数和光学吸收系数,分析了掺杂后电子结构和光学性质的变化.计算结果表明:掺杂体系的CdS晶格常量均减少,能带宽度减小,介电函数虚部ε₂（ω）都在0.53 eV左右出现了一个新峰,吸收光谱发生明显的红移,它们均在1.35 eV处出现较强吸收峰.     

基于离散变分原理的耗散动力学模拟方法：模拟三维囊泡形状

将基于离散变分原理的耗散动力学模拟方法应用到三维囊泡体系,通过优化囊泡的弯曲能求解其平衡态形状. 该方法的优点之一是不需要预先假定对称性. 针对特定约化自发曲率的囊泡体系,该方法模拟获得了一系列轴对称形状,模拟结果与文献中预先假定轴对称条件的计算方法所报道的结果一致,这验证了该模拟方法的可靠性及精确性. 此外,使用该方法研究了两个差别巨大的平衡态形状之间的转变动力学,在转变过程中观察到了多个非轴对称的中间形状. 研究结果表明该方法不仅可以模拟囊泡的非轴对称结构,而且具备模拟囊泡在剧烈形变下演化过程的能力. 为研究更复杂的囊泡体系,特别是生物膜的形变提供了一个重要的理论模拟方法. 关键词： 生物膜 离散空间变分法 耗散动力学 三角网格划分     

二维正方格子磁性光子晶体的带隙结构

采用平面波展开的方法计算了正方格子二维磁性光子晶体(MPC)的光子带隙结构.散射子的形状分别为：长方形，正方形，六角形和圆形.通过调节磁导率，填充率和散射子的旋转角度，找到了MPC各种结构的最大的绝对带隙宽高比ω_R.研究发现：随着磁导率的增加，MPC绝对带隙中心频率ω_g单调减小，绝对带隙宽度Δω和其宽高比ω_R可能不同时达到最大值.而随着填充率或者散射子旋转角的增加，基本不改变ω_g的大小，各种结构的Δω和ω_R同时达到最大值. 关键词： 磁性光子晶体 光子带隙结构     

Cu-Ni合金结构的分子动力学模拟

采用EAM作用势对Cu Ni合金的结构特性进行了MD模拟研究 .通过FZ结构因子可发现 ,Cu含量的变化对结构因子的波动影响很小 ,键取向序参数和键对也表现出相似的变化规律 ,这表明液态Cu Ni合金对成份变化不敏感 ,体系中的化学序较弱 .将Cu70 Ni3 0 合金熔体的FZ结构因子与Waseda的实验结果进行对比 ,发现二者吻合得较好 ,表明EAM势可以很好地描绘Cu Ni合金的结构特性 .在快速冷却过程中 ,除了Cu2 0 Ni80 合金外 ,其他合金成份的双体分布函数的第二峰都发生了劈裂 ,标志着体系最终形成了非晶结构 ,而Cu2 0 Ni80 合金的双体分布函数却表现出晶体峰的特征 .通过对键取向序参数、键型指数以及铜镍原子的有效扩散系数的分析表明 ,在快速冷却过程中 ,Cu2 0 Ni80 合金最终形成了hcp晶体结构     

轴对称结构表面声场的非共形重建精度分析

研究了以近场声压重建任意边界条件的轴对称振动体表面声场的一类逆问题.提出了解决该类问题的能克服奇异积分的基于正交函数展开(OFE)与边界元积分(BEI)相结合的数值重建算法.通过对结构在对称或非对称振动下的表面声场的非共形数值重建的精度分析,提供了一种关于轴对称体表面场重建的工程化方法,数值结果也表明了该方法的有效性.     

基于graphene条带的硅纳米结构

采用分子动力学模拟方法研究了graphene条带上生长硅纳米结构的过程,分析了不同温度下硅原子在graphene条带边沿生成的新型纳米结构.研究表明,随机分布的硅原子吸附到锯齿型graphene条带边沿在不同的温度T下可生成不同类型的硅纳米结构：300K≤T<2000K时形成无规则的团簇,2000K≤T≤2800K时形成单原子链结构,2800K<T<3900K时形成含缺陷的硅链结构,T≥3900K时硅原子逐渐替代条带边沿的碳原子直至graphene条带破坏.而硅原子吸附到扶手椅型graphene条带边沿在300K≤T<3000 K内仅能形成非链状的不定型的硅纳米结构. 关键词： graphene 硅 纳米结构 分子动力学模拟     

追波

1追平面简谐机械波介质中的平面简谐机械波为ξ=Acosωt-xv(1)式中v为介质中的波速,波沿x轴正向传播.现沿x轴的正向以恒速u追波,因ξ是介质中的质点相对于其平衡位置的位移,故ξ不因参考系的不同而异.将伽利略变换x=x′+ut代入式(1),便得追波者所观测到的波ξ=Acosωt-x′+utv=Acosω1-vut-xv′(2)当u=v时,式(2)就变成了ξ=Acosωx′v(3)显然,追波者一旦追上了波,则他观测到的便是“只随空间振荡,不随时间振荡”的静止波了,且其波长与介质参考系中的波长相同.2追介质中的平面简谐电磁波由麦克斯韦方程组可以证明,电磁波中的E、B与传播速…     

具有弱界面的柱状复合结构中轴对称声导波

利用柱状分层结构中轴对称声导波的波动方程和界面“弹簧”模型，导出了具有弱界面的双层柱状复合结构中轴对称声导波的广义色散方程，计算了刚性联接和滑移联接界面时双层复合管(腔壁为自由界面或腔内充水)和双层复合棒中轴对称声导波的色散特性，分析了弱界面的轴向劲度系数对低阶轴对称声导波的影响- 关键词：