本文用一种有解析形式的势模型波函数计算了M g 原子的振子强度和能级寿命, 并与实验和其他理论计算结果作了比较.结果表明对于Mg 原子大量组态混合程度很弱的态, 用单组态波函数进行计算是完全可行的。
本文用一种有解析形式的势模型波函数计算了M g 原子的振子强度和能级寿命, 并与实验和其他理论计算结果作了比较.结果表明对于Mg 原子大量组态混合程度很弱的态, 用单组态波函数进行计算是完全可行的。
本文设计了一个荧光探测系统, 采用了电热原子化激光共振激发的方法, 可方使地对难熔金属的原子荧光寿命进行测量,从而确定原子能级的寿命.实验中测得Ru 原子{4d 5s (D)5p}P 号能级的寿命为70.4ns( 土5% )。
本文设计了一个荧光探测系统, 采用了电热原子化激光共振激发的方法, 可方使地对难熔金属的原子荧光寿命进行测量,从而确定原子能级的寿命.实验中测得Ru 原子{4d 5s (D)5p}P 号能级的寿命为70.4ns( 土5% )。
外光场下电子与库仑势散射的schrodinger 方程可用Floque 分波法分离变量. 径向波动方程是一组无限祸合的二次线性微分方程组, 当弱外光场可视为微扰, 方程组将近似为二次常微分方程并且可积, 由此可得径向波函数、s 矩阵、截面. 无论何种极化或是否作偶极近似,共振谱线是普遍存在的, 井给出共振能量和强度的计算公式.
外光场下电子与库仑势散射的schrodinger 方程可用Floque 分波法分离变量. 径向波动方程是一组无限祸合的二次线性微分方程组, 当弱外光场可视为微扰, 方程组将近似为二次常微分方程并且可积, 由此可得径向波函数、s 矩阵、截面. 无论何种极化或是否作偶极近似,共振谱线是普遍存在的, 井给出共振能量和强度的计算公式.
本文利用非相对论量子电动力学理论, 研究了在旋波近似(R w A ) 和非旋波近似下与双光子场作用的二能级原子算符的时间演化规律, 通过数值法和解析法论证了虚光场是原子的周期衰变和回复呈现量子噪声的根源, 并且说明了可忽略虚光场对回复时间影响的原因.
本文利用非相对论量子电动力学理论, 研究了在旋波近似(R w A ) 和非旋波近似下与双光子场作用的二能级原子算符的时间演化规律, 通过数值法和解析法论证了虚光场是原子的周期衰变和回复呈现量子噪声的根源, 并且说明了可忽略虚光场对回复时间影响的原因.
本文研究了两个级联型三能级原子同单模腔场的非线性相互作用.研究表明: 在激发场场强达到一定阈值以后, 两个原子的合作辐射效应变成同步辐射, 即多原子系统在一定阈值条件下可以有组织成相当于一个大原子的系统, 而产生同步有序辐射. 同时, 由于这种同步辐射效应, 两原子系统的受激辐射的二阶相干度相对于单原子系统的要大, 即聚束效应强而反聚束效应弱. 另外, 两原子系统由于多光子过程的加强而有更深的压缩效应, 此时要求的激发场场强也比单原子系统的要强.
本文研究了两个级联型三能级原子同单模腔场的非线性相互作用.研究表明: 在激发场场强达到一定阈值以后, 两个原子的合作辐射效应变成同步辐射, 即多原子系统在一定阈值条件下可以有组织成相当于一个大原子的系统, 而产生同步有序辐射. 同时, 由于这种同步辐射效应, 两原子系统的受激辐射的二阶相干度相对于单原子系统的要大, 即聚束效应强而反聚束效应弱. 另外, 两原子系统由于多光子过程的加强而有更深的压缩效应, 此时要求的激发场场强也比单原子系统的要强.
本文以N 个相千态 为基矢构造了光子数湮没算子的高次幂 的N 个正交归一的本征函数, 并研究了这些态的压缩和反聚束性质. 结果表明, 仅当N=2 和4 时, 这些态才具有压缩性质, 但反聚束效应对每一个N 值都存在.
本文以N 个相千态 为基矢构造了光子数湮没算子的高次幂 的N 个正交归一的本征函数, 并研究了这些态的压缩和反聚束性质. 结果表明, 仅当N=2 和4 时, 这些态才具有压缩性质, 但反聚束效应对每一个N 值都存在.
固体激光腔中的热聚焦透镜的屈光度l/ f , 作为腔的动力学因子, 对腔的运行特性具有关键的影响作用.本文运用变换圆图解方法, 对固体激光睦的稳定性、输出功率特征和模式特性作了详细的动力学分析, 并给出了它们对动力学因子的依赖关系.
固体激光腔中的热聚焦透镜的屈光度l/ f , 作为腔的动力学因子, 对腔的运行特性具有关键的影响作用.本文运用变换圆图解方法, 对固体激光睦的稳定性、输出功率特征和模式特性作了详细的动力学分析, 并给出了它们对动力学因子的依赖关系.
本文运用Kroning-Penney 模型新形式, 研究超晶格子带间光吸收的三阶非线性效应, 发现不论量子阱参数(如阱宽、垒宽和垒高等)如何改变, 光吸收饱和强度与隧穿谱宽之间存在着一种较普遍的关系, 并阐明了这种依从关系的物理机制.
本文运用Kroning-Penney 模型新形式, 研究超晶格子带间光吸收的三阶非线性效应, 发现不论量子阱参数(如阱宽、垒宽和垒高等)如何改变, 光吸收饱和强度与隧穿谱宽之间存在着一种较普遍的关系, 并阐明了这种依从关系的物理机制.
本文研究了一维准晶链晶格振动, 特别是临界态的振动特性, 给出了对不同振动态的几种描述方法.
本文研究了一维准晶链晶格振动, 特别是临界态的振动特性, 给出了对不同振动态的几种描述方法.
本文研究具有五次对称性的二维Penrose 准晶的声子及其熔化性质.我们找到了一个相似变换矩阵, 利用它成功地对动力学矩阵进行约化.这约化一方面大大地减少了计算量, 另一方面通过它可解析地得出振动模中有2/3是双重简并的, 而余下的1/ 3 是非简并的结论.利用原子均方位移判据, 我们研究了二维Penrose 准晶格的熔化性质, 得出边界较内部先熔化,原子间相互作用大的系统不易熔化等合理结论。
本文研究具有五次对称性的二维Penrose 准晶的声子及其熔化性质.我们找到了一个相似变换矩阵, 利用它成功地对动力学矩阵进行约化.这约化一方面大大地减少了计算量, 另一方面通过它可解析地得出振动模中有2/3是双重简并的, 而余下的1/ 3 是非简并的结论.利用原子均方位移判据, 我们研究了二维Penrose 准晶格的熔化性质, 得出边界较内部先熔化,原子间相互作用大的系统不易熔化等合理结论。
在2 0 一3 0 0 K 的范围内测量了三种花青染料聚集体L a n g m i u r 一B lo d g e t t (L B ) 膜的光致发光谱.随着温度下降零声子线J 峰强度的增大, 观察到声子伴带的异常加强. 分析表明生长不均匀的聚集体L B 膜具有低维晶体的特性, 声子祸合强, 且无辐射跃迁起着重要的作用.
在2 0 一3 0 0 K 的范围内测量了三种花青染料聚集体L a n g m i u r 一B lo d g e t t (L B ) 膜的光致发光谱.随着温度下降零声子线J 峰强度的增大, 观察到声子伴带的异常加强. 分析表明生长不均匀的聚集体L B 膜具有低维晶体的特性, 声子祸合强, 且无辐射跃迁起着重要的作用.
本文采用还原气氛制备导电性能优良的多晶多相陶瓷材料Li_2Mo_2-x_W_xO_6(x = 0 .1 ,0.3 ), 采用粉末x 射线衍射分析、特征x 射线能谱分析、红外光谱分析和电子自旋共振波谱分析等现代测试手段, 得到样品的物相结构为Li_2Mo_2-x_W_xO_6 和MoO , 两相组成.w 的掺入主要取代Mo进人Li_2MoO_4 晶格中. 通过导纳电桥法和交流阻抗谱测定方法研究样品材料的导电性能. 室温下,x= 0 .3 的样品其电导率为l .42 × l0**(-2) 1/(cm ), 300 ℃ 时其电导率为2.86 × l0**(-2) 1/(cm ), 研究表明: w 的掺入提高样品的电导率, 降低离子导电激活能.文中还提出样品材料的显微结构模型和离子导电机理.
本文采用还原气氛制备导电性能优良的多晶多相陶瓷材料Li_2Mo_2-x_W_xO_6(x = 0 .1 ,0.3 ), 采用粉末x 射线衍射分析、特征x 射线能谱分析、红外光谱分析和电子自旋共振波谱分析等现代测试手段, 得到样品的物相结构为Li_2Mo_2-x_W_xO_6 和MoO , 两相组成.w 的掺入主要取代Mo进人Li_2MoO_4 晶格中. 通过导纳电桥法和交流阻抗谱测定方法研究样品材料的导电性能. 室温下,x= 0 .3 的样品其电导率为l .42 × l0**(-2) 1/(cm ), 300 ℃ 时其电导率为2.86 × l0**(-2) 1/(cm ), 研究表明: w 的掺入提高样品的电导率, 降低离子导电激活能.文中还提出样品材料的显微结构模型和离子导电机理.
本文介绍了用M e v 离子散射和沟道效应研究单晶铝表面无定型氧化层与基体之间界面原子结构的方法, 报道了AI_2_O_3_/ Al ( 1 0 0) 界面原子结构的实验结果.实验表明, 在纯氧气氛围中400 ℃ 下生成的氧化铝膜, 铝和氧原子浓度比例严格为2 与3 之比;AI_2_O_3_ 膜和Al (100)基体之间的界面极其陡峭, 氧化铝膜下Al (1 0 0 ) 基体表面的再构层不大于一个原子层. 由实验测量与用Monte corlo 方法计算结果比较, 得到再构层原子离开原来晶格位置距离为0.18埃. 室温下,Al ( 1 0 0 ) 氧吸附层的元素成份在氧原子覆盖度较低时主要为AlO.
本文介绍了用M e v 离子散射和沟道效应研究单晶铝表面无定型氧化层与基体之间界面原子结构的方法, 报道了AI_2_O_3_/ Al ( 1 0 0) 界面原子结构的实验结果.实验表明, 在纯氧气氛围中400 ℃ 下生成的氧化铝膜, 铝和氧原子浓度比例严格为2 与3 之比;AI_2_O_3_ 膜和Al (100)基体之间的界面极其陡峭, 氧化铝膜下Al (1 0 0 ) 基体表面的再构层不大于一个原子层. 由实验测量与用Monte corlo 方法计算结果比较, 得到再构层原子离开原来晶格位置距离为0.18埃. 室温下,Al ( 1 0 0 ) 氧吸附层的元素成份在氧原子覆盖度较低时主要为AlO.
本文用原子交迭和电子离域-分子轨道方法和原子集团模型, 计算了Li 原子在Si (1 0 0 )2 ×l 表面上的吸附能和吸附Li 原子之间的相互作用, 提出了一种在Li 原子的覆盖度将接近于一个单原子层时, 随着覆盖度的进一步增加, 表面结构连续地从Si (100)-Li (2 × l) 转变成Si( 10 0 )一L i(1×1 ) 的结构相变模型.
本文用原子交迭和电子离域-分子轨道方法和原子集团模型, 计算了Li 原子在Si (1 0 0 )2 ×l 表面上的吸附能和吸附Li 原子之间的相互作用, 提出了一种在Li 原子的覆盖度将接近于一个单原子层时, 随着覆盖度的进一步增加, 表面结构连续地从Si (100)-Li (2 × l) 转变成Si( 10 0 )一L i(1×1 ) 的结构相变模型.
在 Si (l00) 衬底上用分子束外延在不同的温度下生长了不同组份的GeGe_xSi_1-x_/Si 应变层超晶格.用反射式高能电子衍射、x 射线双晶衍射、卢瑟福背散射、透射电子显微镜以及Raman散射等侧试方法研究了Ge Ge_xSi_1-x_/Si超晶格的生长及其结构特性. 结果表明, 对不同合金组份的超晶格, 其最佳生长温度不同. x值小, 生长温度高; 反之, 则要求生长温度低. 对于x为0. 1-0. 6 , 在400-600℃ 的生长温度范围能够长成界面平整、晶格完好和周期均匀的GeGe_xSi_1-x_/Si应变层超晶格.
在 Si (l00) 衬底上用分子束外延在不同的温度下生长了不同组份的GeGe_xSi_1-x_/Si 应变层超晶格.用反射式高能电子衍射、x 射线双晶衍射、卢瑟福背散射、透射电子显微镜以及Raman散射等侧试方法研究了Ge Ge_xSi_1-x_/Si超晶格的生长及其结构特性. 结果表明, 对不同合金组份的超晶格, 其最佳生长温度不同. x值小, 生长温度高; 反之, 则要求生长温度低. 对于x为0. 1-0. 6 , 在400-600℃ 的生长温度范围能够长成界面平整、晶格完好和周期均匀的GeGe_xSi_1-x_/Si应变层超晶格.
本文采用Born 势和简单立方结构计算了层状材料的晶格比热. 发现当层伏材料层厚较小时(约在十几层以内) , 界面态对晶格比热有明显影响。但随层厚增大, 比热下降, 且基本与界面态及层厚无关. 文中还比较了准周期超晶格与周期超晶格两者的晶格比热。
本文采用Born 势和简单立方结构计算了层状材料的晶格比热. 发现当层伏材料层厚较小时(约在十几层以内) , 界面态对晶格比热有明显影响。但随层厚增大, 比热下降, 且基本与界面态及层厚无关. 文中还比较了准周期超晶格与周期超晶格两者的晶格比热。
本文用动态原位法x 射线衍射研究了Fe-Ti 多层调制膜的固态反应扩散, 比较准确地测量了组份调制衍射峰强度的变化,并同时观测了峰位的移动, 计算出不同温度下Fe-Ti 多层调制膜的扩散系数, 并给出其随时间变化的曲线. 根据扩散系数随时间变化率, 计算出与粘滞弛豫相关的激活能 Q=8.3 士0 .2 kcal/ mol.
本文用动态原位法x 射线衍射研究了Fe-Ti 多层调制膜的固态反应扩散, 比较准确地测量了组份调制衍射峰强度的变化,并同时观测了峰位的移动, 计算出不同温度下Fe-Ti 多层调制膜的扩散系数, 并给出其随时间变化的曲线. 根据扩散系数随时间变化率, 计算出与粘滞弛豫相关的激活能 Q=8.3 士0 .2 kcal/ mol.
本文在玻色近似和“ 非玻色近似” 两种情形下, 讨论单激子和双激子Dicke和Fock 叠加态及处在这些态的激子的压缩特性、反聚束特性和亚泊松统计特性.文中指出了处在这些态的激子的复合辐射光也可具有这些非经典特性, 并对各种情形s所得结果作了比较和解释.
本文在玻色近似和“ 非玻色近似” 两种情形下, 讨论单激子和双激子Dicke和Fock 叠加态及处在这些态的激子的压缩特性、反聚束特性和亚泊松统计特性.文中指出了处在这些态的激子的复合辐射光也可具有这些非经典特性, 并对各种情形s所得结果作了比较和解释.
本文采用紧束缚近似方法计算了三维电子气系统的集体激发行为. 在简单立方、体心立方、面心立方三种结构情形下, 提出了一种矩阵表述方法, 通过引人矩阵密度关联函数, 在无规周相近似(R PA )下有效地处理了系统的等离激元问题.
本文采用紧束缚近似方法计算了三维电子气系统的集体激发行为. 在简单立方、体心立方、面心立方三种结构情形下, 提出了一种矩阵表述方法, 通过引人矩阵密度关联函数, 在无规周相近似(R PA )下有效地处理了系统的等离激元问题.
利用Landoner 公式的多通道推广形式, 研究了两个不相等的量子窄区在串联情形下的绝热输运和欧姆输运. 这两个窄区以一个密闭的空腔相连接. 计算结果表明绝热输运导致窄区电阻的非相加性, 而非绝热输运服从欧姆相加规则. 这与实验定性一致.
利用Landoner 公式的多通道推广形式, 研究了两个不相等的量子窄区在串联情形下的绝热输运和欧姆输运. 这两个窄区以一个密闭的空腔相连接. 计算结果表明绝热输运导致窄区电阻的非相加性, 而非绝热输运服从欧姆相加规则. 这与实验定性一致.
本文用变分法研究了耗散量子系统中的声于基态及其对局域一退局域相变条件的影响.发现: 1. 声子基态不仅存在通常的位移效应, 而且还有形变效应. 本文提出的位移一压缩态可同时描述这两种效应; 2. 声子基态的选择对相变条件有很大影响.随着声子基态能量下降,相变曲线将向强祸合方向移动.
本文用变分法研究了耗散量子系统中的声于基态及其对局域一退局域相变条件的影响.发现: 1. 声子基态不仅存在通常的位移效应, 而且还有形变效应. 本文提出的位移一压缩态可同时描述这两种效应; 2. 声子基态的选择对相变条件有很大影响.随着声子基态能量下降,相变曲线将向强祸合方向移动.
本文选择两块零电阻温度分别为82K 和71K 超导性能不同的簿膜徉品, 同步进行了电阻在外滋场中展宽的测量, 并用Palstra 所提出的Arrhenius 定律研究两样品热激活能的差别。实验发现样品热激活能随磁场增加线性下降. 由测量结果推出的不可逆线仍有B * -(l -T*/T_c_)**3/2形式.
本文选择两块零电阻温度分别为82K 和71K 超导性能不同的簿膜徉品, 同步进行了电阻在外滋场中展宽的测量, 并用Palstra 所提出的Arrhenius 定律研究两样品热激活能的差别。实验发现样品热激活能随磁场增加线性下降. 由测量结果推出的不可逆线仍有B * -(l -T*/T_c_)**3/2形式.
本文根据Nd_2Fe_14_B化合物中存有少量巡游电子的基本实验事实, 提出了在Nd_2Fe_14_B 中配位子所产生的晶场和巡游申子所产生的电场共同造成了N d 离子磁犯各向异性的理沦模型.提出并解决了计算巡游电子同中心Nd 离子相互作用的理论方法.在同时考虑Nd 离子所受配位子的晶场和巡游电子的电场的作用情况下, 用单离子模型计算了Nd_2Fe_14_B中Nd 离子所产生的磁晶各向异性及其随温度的变化. 所得的K-T , K-T 关系与实验符合得很好. 这一结果还同时解释了这种材料在低温下所存在的自旋重取向现象.人此可以认为, 这一模型本上揭示了Nd_2Fe_14_B 中Nd 离子磁品各向异性的起源。
本文根据Nd_2Fe_14_B化合物中存有少量巡游电子的基本实验事实, 提出了在Nd_2Fe_14_B 中配位子所产生的晶场和巡游申子所产生的电场共同造成了N d 离子磁犯各向异性的理沦模型.提出并解决了计算巡游电子同中心Nd 离子相互作用的理论方法.在同时考虑Nd 离子所受配位子的晶场和巡游电子的电场的作用情况下, 用单离子模型计算了Nd_2Fe_14_B中Nd 离子所产生的磁晶各向异性及其随温度的变化. 所得的K-T , K-T 关系与实验符合得很好. 这一结果还同时解释了这种材料在低温下所存在的自旋重取向现象.人此可以认为, 这一模型本上揭示了Nd_2Fe_14_B 中Nd 离子磁品各向异性的起源。
本文系统研究了R_2Fe_17_C(R=Y,Sm,Gd,Tb、Dy.Er) 化合物的结构与内享磁性, 井与相应的R_2Fe_17_C 化合物进行了比较.R_2Fe_17_C 的居里温度比相应氏R_2Fe_17 的居里温度增加大约200K. 本文讨论了C 原子对该化合物结构与磁性的影响, 同时, 还对Sm_2(Fe_1-xCo_x)_17C系列化合物进行了研充.
本文系统研究了R_2Fe_17_C(R=Y,Sm,Gd,Tb、Dy.Er) 化合物的结构与内享磁性, 井与相应的R_2Fe_17_C 化合物进行了比较.R_2Fe_17_C 的居里温度比相应氏R_2Fe_17 的居里温度增加大约200K. 本文讨论了C 原子对该化合物结构与磁性的影响, 同时, 还对Sm_2(Fe_1-xCo_x)_17C系列化合物进行了研充.
本文计算了顺磁物质CeF, 因Ce离子从基态能级4 f 至s d 的电偶极跃迁产生的F a r a d a y 旋转. 讨论晶场对Ce 离子4 f 和s d 能级的影响, 通过唯象地引入一个与磁化强度M成正比的“附加磁场”H=M,由此获得4 t 离子在外加磁场和“ 附加磁场” 的共同作用下的一级Ze e m a n 分裂. 经劈裂后的两个子能级上各自产生左、右圆偏振光激发的电偶极跃迁, 导致磁光F a r a d a y 效应.对于波长为0.6 3 2 8 微米 的人射光, 在60 一如OK 温度范围内计算得到的verdet 常数和磁化率能够较好地与实验相符.
本文计算了顺磁物质CeF, 因Ce离子从基态能级4 f 至s d 的电偶极跃迁产生的F a r a d a y 旋转. 讨论晶场对Ce 离子4 f 和s d 能级的影响, 通过唯象地引入一个与磁化强度M成正比的“附加磁场”H=M,由此获得4 t 离子在外加磁场和“ 附加磁场” 的共同作用下的一级Ze e m a n 分裂. 经劈裂后的两个子能级上各自产生左、右圆偏振光激发的电偶极跃迁, 导致磁光F a r a d a y 效应.对于波长为0.6 3 2 8 微米 的人射光, 在60 一如OK 温度范围内计算得到的verdet 常数和磁化率能够较好地与实验相符.