1977年 26卷 第6期
1977, 26(6): 459-466.
doi: 10.7498/aps.26.459
摘要:
为了研究原子核的集团情况,我们建立了多中心变分的轻核模型。本文计算了Be8和Li6的结合能,分析了这两个核的集团结构,得到和实验所揭示出的现象相一致的结果。
为了研究原子核的集团情况,我们建立了多中心变分的轻核模型。本文计算了Be8和Li6的结合能,分析了这两个核的集团结构,得到和实验所揭示出的现象相一致的结果。
1977, 26(6): 467-476.
doi: 10.7498/aps.26.467
摘要:
我们把维格纳处理超级多重态的方法,推广用来研究超核激发态的能谱。给出了近似不破坏SU6=SU3?SU2分类的两体相互作用普遍形式,并利用现有的散射实验数据定出了其中的系数。导出了在SU6分类下,计算能量矩阵元的公式。并以9ΛBe*,10ΛBe*和10ΛΛBe*为例,进行了具体计算。理论上计算的9ΛBe*的能量与实验定性符合。
我们把维格纳处理超级多重态的方法,推广用来研究超核激发态的能谱。给出了近似不破坏SU6=SU3?SU2分类的两体相互作用普遍形式,并利用现有的散射实验数据定出了其中的系数。导出了在SU6分类下,计算能量矩阵元的公式。并以9ΛBe*,10ΛBe*和10ΛΛBe*为例,进行了具体计算。理论上计算的9ΛBe*的能量与实验定性符合。
1977, 26(6): 477-485.
doi: 10.7498/aps.26.477
摘要:
为了对以规范场为框架来建立强子的孤子(soliton)模型进行探索,在本文中,我们把李政道提出的非线型场孤子型解的量子化展开的方法加以推广,使它适用于更广泛的其中包括规范场的情况。所得结果与李政道的结果有相似的形式,但有若干相应量包含有更丰富的内容,参看(33—37)式。
为了对以规范场为框架来建立强子的孤子(soliton)模型进行探索,在本文中,我们把李政道提出的非线型场孤子型解的量子化展开的方法加以推广,使它适用于更广泛的其中包括规范场的情况。所得结果与李政道的结果有相似的形式,但有若干相应量包含有更丰富的内容,参看(33—37)式。
1977, 26(6): 486-499.
doi: 10.7498/aps.26.486
摘要:
本文用文献[1]中所提出的(MO6)离子基团模型,计算LiNbO3,LiTaO3,KNbO3,BNN等晶体的电光和倍频系数。假设在Oh对称时,这些晶体中的氧八面体具有相同的能级和对称波函数,则通过群表示理论就可得到在C3ν,C2ν对称性时氧八面体的能级和对称波函数,并进而用ABDP理论计算它们的电光和倍频系数。计算结果和实验符合得相当好。本文并从理论上解释了这些晶体的倍频系数大小、符号和氧八面体畸变间的关系,由此可以得到以下两个结论:(1)畸变氧八面体的离子基团模型不但适用于钙钛矿型材料,同时也适用于钨青铜型、LiNbO3型材料。(2)在钨青铜型、LiNbO3型的材料中,仍是“离子键”对电光和倍频效应作出主要贡献,同时由于LiTaO3的共价键成份比LiNbO3大,因而LiTaO3的非线性光学效应比LiNbO3小。
本文用文献[1]中所提出的(MO6)离子基团模型,计算LiNbO3,LiTaO3,KNbO3,BNN等晶体的电光和倍频系数。假设在Oh对称时,这些晶体中的氧八面体具有相同的能级和对称波函数,则通过群表示理论就可得到在C3ν,C2ν对称性时氧八面体的能级和对称波函数,并进而用ABDP理论计算它们的电光和倍频系数。计算结果和实验符合得相当好。本文并从理论上解释了这些晶体的倍频系数大小、符号和氧八面体畸变间的关系,由此可以得到以下两个结论:(1)畸变氧八面体的离子基团模型不但适用于钙钛矿型材料,同时也适用于钨青铜型、LiNbO3型材料。(2)在钨青铜型、LiNbO3型的材料中,仍是“离子键”对电光和倍频效应作出主要贡献,同时由于LiTaO3的共价键成份比LiNbO3大,因而LiTaO3的非线性光学效应比LiNbO3小。
1977, 26(6): 500-508.
doi: 10.7498/aps.26.500
摘要:
本文考虑到α-LiIO3电导的强烈各向异性,利用一维Debye-Hückel方程和泊松方程,导出了表观直流电导率,解释了文献[1]中有关α-LiIO3的各种静态电导特性。推导中假设晶体界面处的电流由速率过程决定,并考虑了晶体两端的不对称性(电极性)。并援引文献[2]中有关动态介电常数的结果,部分解释了文献[1]中有关α-LiIO3在加直流偏压场和不加偏压场的介电行为。文中指出,文献[3]中提到的联结α-LiIO3晶体两极性面观察到持续不变的微弱电流,以及我们实验室观察到成极的铁电晶体铌酸锶钡也有同样现象,均来源于晶体极性电动势。这一电动势与晶体的自发极化Ps同时存在。
本文考虑到α-LiIO3电导的强烈各向异性,利用一维Debye-Hückel方程和泊松方程,导出了表观直流电导率,解释了文献[1]中有关α-LiIO3的各种静态电导特性。推导中假设晶体界面处的电流由速率过程决定,并考虑了晶体两端的不对称性(电极性)。并援引文献[2]中有关动态介电常数的结果,部分解释了文献[1]中有关α-LiIO3在加直流偏压场和不加偏压场的介电行为。文中指出,文献[3]中提到的联结α-LiIO3晶体两极性面观察到持续不变的微弱电流,以及我们实验室观察到成极的铁电晶体铌酸锶钡也有同样现象,均来源于晶体极性电动势。这一电动势与晶体的自发极化Ps同时存在。
1977, 26(6): 509-520.
doi: 10.7498/aps.26.509
摘要:
本文求出了Eliashberg方程在T=Tc时的解,得到了下面的临界温度级数表示式:Tc=α0(μ*)(λ〈ω2〉)1/2{1+1/λα1(μ*)〈ω4>/〈ω2>2+1/λ2(α21(μ*)〈ω6>/〈ω2>3+α22(μ*)〈ω4>2/〈ω2>4) +1/λ3(α31(μ*)〈ω8>/〈ω2>4+α32(μ*)(〈ω4>〈ω6>)/〈ω2>5)+α33(μ*)〈ω4>3/〈ω2>6+…},其中α0(μ*),α1(μ*)等仅是μ*的函数。新的Tc公式表明了,Tc不仅依赖于λ、μ*和〈ω2〉,而且依赖于有效声子谱α2F(ω)的各级矩〈ω2n〉。
本文求出了Eliashberg方程在T=Tc时的解,得到了下面的临界温度级数表示式:Tc=α0(μ*)(λ〈ω2〉)1/2{1+1/λα1(μ*)〈ω4>/〈ω2>2+1/λ2(α21(μ*)〈ω6>/〈ω2>3+α22(μ*)〈ω4>2/〈ω2>4) +1/λ3(α31(μ*)〈ω8>/〈ω2>4+α32(μ*)(〈ω4>〈ω6>)/〈ω2>5)+α33(μ*)〈ω4>3/〈ω2>6+…},其中α0(μ*),α1(μ*)等仅是μ*的函数。新的Tc公式表明了,Tc不仅依赖于λ、μ*和〈ω2〉,而且依赖于有效声子谱α2F(ω)的各级矩〈ω2n〉。
