关于B-S波函数在相对时间趋向无穷大时的渐近行为

在我们建立的复合粒子场论中曾广泛地应用B-S(Bethe-Salpeter)波函数的一个性质,即假定波函数对于相对坐标x有Φ(x,p)|_(x→±∞)=0~([1,2])(1)其中x=x_1—x_2,P是质心能动量.但这一假定似乎并不一定成立.例如,Wick曾在标量粒子组成复合粒子的情况下,给出零质量复合粒子的严格解的形式是     

N维势箱函数量子特性的可视化研究

运用量子理论推导和数值计算相结合的方法,本文首先得到了一维势箱函数的示意图及其模型.接着,全面、系统地研究了量子理论中N维势箱函数的波函数、能级和概率密度.最后,运用MATLAB软件对势箱函数的所有特性进行了仿真模拟.我们发现:N维势箱中粒子的能量是量子化的、不连续;量子数n不能为零,且n越大对应的能级越高,而质量m越大,对应的能级越低.一般条件下,一维势箱长度a越大(粒子运动范围越大),对应的能级越低;节点数为n-1,节点越多,波长越短,频率越高,能级越高.二维势箱函数波函数的峰值个数为n x 0x0E?SymboltB@0x0Fn y,且与Ψ=0平面的交线数也为n x 0x0E?SymboltB@0x0Fn y;概率密度分布的极大值个数也为n x 0x0E?SymboltB@0x0Fn y.对于简并度,一般情况下,二维势箱模型下的粒子的简并度是不确定的;但对于二维正方势箱函数模型,其箱内微观粒子的能级简并度分为特殊和一般两种情况.三维势箱函数的简并度为n x+n y+n z.最后,首次借助MATLAB软件的色彩实现了四维表现,得到了三维势箱函数的四维空间切片图.这种可视化的结果与理论结果完全一致,这对于抽象性概念的理解具有重要意义.     

一维Schrdinger方程在Coulomb型势中的束缚态精确解

利用级数解法求出了一维Schr dinger方程在势 -Ze2 x中的束缚态波函数和能级 .结果发现 ,其能级与1 n2 (n =1 ,2 ,3,… )成正比 ,束缚态波函数在原点的值为零 .分析了上述结论与关于势 -Ze2 x的能级与 1 (n +12 ) 2 (n为整数 )成正比的结论不相同的原因 .     

强磁场、宽温区冲(4.2-300K)离子注入GaAs霍耳测磁探头

本文介绍用于强磁场、宽温区(4.2—300K)St~+离子注入高线性GaAs霍耳测磁探头。室温下,磁通密度B=0—1T和B=0—2.5T,磁线性度α分别≤±0.05％和≤±0.25％;4.2K,B=0一7T,磁线性度≤±0.5％;测磁的空间分辨率<0.7mm。     

一维Schrodinger方程在Coulomb型势中的束缚态精确解

利用级数解法求出一维Schrodinger方程在势-Ze^z/X中的束缚态波函数和能级。结果发现，其能级与1/n^2(n=1,2,3……）成正比，束缚态波函数在原点的值为零，分析了上述结论与关于势-Ze^2/x的能级与1/（n 1/2)^2(n为整数）成正比的结论不相同的原因。     

多电子体系波函数的构造问题

我们知道,多电子体系的波函数 Ψ(r1s1,r2s2,…rnsn)对任何一对粒子的位置和自旋参量的同时对调,必须是反对称的.本文讨论当体系的哈密顿量H0不包含粒子间相互作用时,如何构造H0的反对称本征函数 H0Ψ=EΨ的问题.这一问题在微扰论中构造零级近似波函数时也要遇到. 有的书上说,当自旋与轨道相互作用可以忽略时,体系的波函数可以写为 Ψ(r1s1,r2s2,…rnsn) =φ(r1,r2,…rn)x(s1,s2,…sn) (1)然后取对称的φ和反对称的x相乘,反对称的中和对称的x相乘,所得的都是体系的反对称波函数. 这种方法对于两个电子的体系无疑是正确的.但当。>3时.这种…     

Y_(3-x)Ba_xCu_2O_(7-y)体系的物相与超导电性

对Y_(3-x)Ba_xCu_2O_(7-y)(0.3≤x≤2.4)体系材料的低温电阻测量和X射线衍射分析表明:1.0相似文献   

由几率流密度的定义谈粒子数守恒的数学表达

在量子力学一维散射问题的教学过程中,要遇到几率流密度这一物理量.下面的推导是成立的: 设具有一定能量E的粒子,沿x轴正方向射向方势垒由波函数的统计诠释,粒子有一定的几率穿过势垒,也有一定的几率被反射回来.在E0其方向是沿0轴方向. 由此定义 — …     

一维无限深势阱基态粒子的动量

我们知道,一组无限深势阱中粒子的基态波函数为如果把上式改写成时,实际上已经把,(x)由区间(0≤x≤a)周期性地延拓到区间(一∞,∞),即把(x)改写为但这样扩展了区域的(x)并不是原来的基态波函数。因此认为一维无限深势阱中基态波函数是分别沿 x方向及-x方向传播的动量各为=的两个德布罗意平面波的叠加是不对的。因为,Ae与Ae)才代表这样两个德布罗意平面波,而Ae (0a)及Ae)并不代表德布罗意平面波。 正确的做法应该是用付氏积分法把,(x)所给出的波包展开成德布罗意平面波的叠加。一维情况为此时动量P取(一)中连续变化的数值,其几率分布由｜C…     

电子型超导体Sm2-xCexCuO4(0.00≤x≤0.21)的异常热电势与电阻率

测量了Sm2-xCexCuO4(000≤x≤021)多晶样品的热电势S和电阻率ρ的温度依赖关系.在缘绝体—金属转变边界处,观测到热电势从绝缘体区明显的弱温度依赖关系到金属区线性温度依赖关系的转变.当Ce的含量由009增加到021时,高温下S的斜率发生由负到正的转变,这是能带的填充能级发生改变时电子型和空穴型载流子的贡献发生竞争的表现,由电子型向空穴型的过渡发生在x=017处.S和ρ在200K以下的斜率变化是载流子局域化造成的.x=006—021的样品在50K处观察到一个正的曳引峰.室温下的热电势S300K和S0(高温区热电势线性外推到0K的值)与Ce含量在绝缘体、欠掺杂和过掺杂区域有不同的依赖关系.过掺杂区域很小的S300K和S0意味着一个宽带的费米液体的贡献,同时ρ满足T2关系,二者相一致. 关键词： 电子型超导体 输运性质 热电势     

电子型超导体Sm2-xCexCuO4(0.00≤x≤0.21)的异常热电势与电阻率

测量了Sm2-xCexCuO4(0.00≤x≤0.21)多晶样品的热电势S和电阻率ρ的温度依赖关系.在缘绝体-金属转变边界处,观测到热电势从绝缘体区明显的弱温度依赖关系到金属区线性温度依赖关系的转变.当Ce的含量由0.09增加到0.21时,高温下S的斜率发生由负到正的转变,这是能带的填充能级发生改变时电子型和空穴型载流子的贡献发生竞争的表现,由电子型向空穴型的过渡发生在x＝0.17处.S和ρ在200K以下的斜率变化是载流子局域化造成的.x＝0.06-0.21的样品在50K处观察到一个正的曳引峰.室温下的热电势S300K和S0(高温区热电势线性外推到0K的值)与Ce含量在绝缘体、欠掺杂和过掺杂区域有不同的依赖关系.过掺杂区域很小的S300K和S0意味着一个宽带的费米液体的贡献,同时ρ满足T2关系,二者相一致.     

K分子高激发振动能级 （V=46-61）与H分子间的碰撞能量转移

利用相干反斯托克斯拉曼光谱（CARS）探测技术,研究了K2的 （V=46-61）与H2间的电子-振转动能级的碰撞转移,扫描CARS谱确认了仅在H2的V=2,J=0,1,2及V=1,J=2能级上有布居,用n1,n2,n3,n4,分别表示(2,0) ,(2,1) ,(2,2) ,(1,2）上的粒子数密度,从CARS谱峰值得到n1／n4,n2／n4,n3／n4 分别为3.3±0.5,2.2±0.3,2.0±0.3,有88%粒子处在V=2能级上,而在V=1能级上有12%。转移能配置到振动,转动,平动的比例分别为0.53,0.01,0.46,能量主要分配在振动和平动上,在573K和5×103 Pa条件下,通过求解速率方程组和对时间分辨CARS线强度分析得到碰撞转移速率系数k12=(3.3±0.7) ×10-14 cm3s-1和k2=（1.4±0.3）×10-14cm3s-1。     

K分子高激发振动能级 （V=46-61）与H分子间的碰撞能量转移

利用相干反斯托克斯拉曼光谱（CARS）探测技术,研究了K2的 （V=46-61）与H2间的电子-振转动能级的碰撞转移,扫描CARS谱确认了仅在H2的V=2,J=0,1,2及V=1,J=2能级上有布居,用n1,n2,n3,n4,分别表示(2,0) ,(2,1) ,(2,2) ,(1,2）上的粒子数密度,从CARS谱峰值得到n1／n4,n2／n4,n3／n4 分别为3.3±0.5,2.2±0.3,2.0±0.3,有88%粒子处在V=2能级上,而在V=1能级上有12%。转移能配置到振动,转动,平动的比例分别为0.53,0.01,0.46,能量主要分配在振动和平动上,在573K和5×103 Pa条件下,通过求解速率方程组和对时间分辨CARS线强度分析得到碰撞转移速率系数k12=(3.3±0.7) ×10-14 cm3s-1和k2=（1.4±0.3）×10-14cm3s-1。     

用神经网络方法鉴别τ的强子衰变

用神经网络法鉴别τ的单叉强子衰变τ→h+nπ0+v,n=0,1,2,3.并进而测得上述各道的分支比:Br(π/Kv)=(12.18±0.26±0.42)%,Br(π/Kπ0v)=(25.20±0.35±0.50)%,Br(π/K2π0v)=(8.88±0.37±0.38)%,Br(π/K3π0v)=(1.70±0.24±0.39)%,其中第一项误差是统计误差,第二项是系统误差.     

Skyrme模型的一类重子数B=0、Hopf指标H=1的复合孤粒子

在SU(2)×SU(2) Skyrme模型中,人们将该模型具有重子数B=1的拓扑孤粒子——Skyrmion量子化为重子.本文利用Skyrmion与反Skyrmion构成了一类重子数B=0但Hopf指标H=1的复合孤粒子解,该解的质量依赖于一个无量纲参数p,0相似文献   

用改进周期脉冲方法控制保守系统的混沌

首先找出保守流x…+x·-x²+B=0(其中0≤B≤0.05)在一定时间内其局域Lyapunov指数小于零,限制在Poincaré截面上的有限时间收敛区,然后通过周期脉冲方法得到稳定的周期轨道.用这一方法,控制了系统的高周期轨道.此方法具有一定的抗噪声能力. 关键词：     

上期《热学问题两则》解答

1.以旋转着的水平粗管为非惯性参照系,选坐标轴如图。 水平粗管中,x处的分子将受到惯性离心力　(m为空气分子的平均质量),故可认为分子处于势函数　 的势场之中,则按玻尔兹曼分布律,在x～x+dx一段粗管中的分子数为:式中n0是x=0处的分子数密度,S是粗管的截面积。 n0可以由粗管中分子总数求到,1是粗管之长。即: 在不太低的温度下,例如T=300K,ω不太大时、例如ω=100弧度/秒,粗管不太长时、例如1=0.2m,可估算出所以, 将(2)代入(1),可求得: 忽略垂直细管中不同高度处的压强差,于是细管中液面上方的压强P可内n0求出: 若液体在钢管中上升的高度…     

MgxB2起始成分对不可逆场和临界电流密度的影响

我们用固相反应法成功合成了MgrB2（0．5≤x≤1．3）系列样品，并对其结构，临界电流密度（Jc）和不可逆场（Hirr）进行了研究．实验结果表明，随着x增大晶格常数α逐渐增大，而晶格常数c在x=0．9左右达到最大值．所有x〉0．5的样品在零场下的Jc值都在10^6A／cm^2左右．然而在高磁场下，Mg缺位的样品的Jc值要比Mg富足的样品的Jc值大．20K时．Mg0．8B2样品的不可逆场达到最大值5．2T，比MgB2样品要高出0．8T．研究表明，高磁场下Hirr和Jc的增大可能与MgB4纳米粒子的形成有关．     

磁场对重电子金属材料CeCu6-xCdx电阻的影响

介绍了重电子金属CeCu6-xCdx(x=0.10,0.15,0.20,0.30,0.50)在1.8-300K温度范围内,在磁场(μ0H=0,5,10T)下电阻随温度的变化规律及低温(1.9,15 K)下的磁电阻(μ0H=0-10T).实验表明所有样品在零场下的Tmax(对应于电阻极大值的温度)都低于1.8 K.加磁场后,Tmax随磁场和掺杂量x的增加明显向高温方向变化.此外,各样品的磁电阻在1.9 K全是负值,温度升高到15 K以后,磁电阻有变为正值的趋势.从近藤散射和相干散射的角度对这一现象的物理机制进行了分析.     

电力线的描绘与奇点

《广西物理》1993年第5期刊登《两个等量同号点电荷连线中点处的电力线问题》(以下简称《两》文)一文,对当前流行的各种电磁学教材中有关电力线图进行了讨论,阅后颇受启发和获益,这里想补充一点意见。 为确定起见,取直角坐标系如图1,两正点电荷Q分别置于x=±a处,从a处和-a到场点的矢径分别为r_1和r_2,则场中任一点r的电场强度