将经典质量的变化和质量随速度而变化这一相对论效应同时考虑，建立变质量物体的相对论四维协变方程，阐述方程的物理意义，并由该方程推出Ackeret公式．
将经典质量的变化和质量随速度而变化这一相对论效应同时考虑，建立变质量物体的相对论四维协变方程，阐述方程的物理意义，并由该方程推出Ackeret公式．
利用Gelfand-Dickey算子的分解导出了GKdV方程的n个B?cklund-Darboux(BD)变换及对应的对称的精确形式．这一结果推广了Lou等最近关于KdV,Kadomtsev-Petviashvilli(KP)等方程的BD变换同非局所对称性的结果．作为副产品同时给出Generalized-KdV方程的行列式形式解.
利用Gelfand-Dickey算子的分解导出了GKdV方程的n个B?cklund-Darboux(BD)变换及对应的对称的精确形式．这一结果推广了Lou等最近关于KdV,Kadomtsev-Petviashvilli(KP)等方程的BD变换同非局所对称性的结果．作为副产品同时给出Generalized-KdV方程的行列式形式解.
引入Landau体系（带电粒子在垂直于均匀磁场平面内的运动）的耦合压缩态．这类耦合压缩态所给出的关于带电粒子圆周运动的信息与非耦合压缩Landau态所给出的信息存在很大的差异．
引入Landau体系（带电粒子在垂直于均匀磁场平面内的运动）的耦合压缩态．这类耦合压缩态所给出的关于带电粒子圆周运动的信息与非耦合压缩Landau态所给出的信息存在很大的差异．
研究了少数量子位赝纯态的制备方案，比较两种不同的逻辑标志赝纯态的差异，分析了形成“垃圾块”的原因，提出了减少甚至消除“垃圾块”的方法．
研究了少数量子位赝纯态的制备方案，比较两种不同的逻辑标志赝纯态的差异，分析了形成“垃圾块”的原因，提出了减少甚至消除“垃圾块”的方法．
利用计算机模拟了不同的允许扩散步数下超薄膜的多中心分形生长和团状生长现象，研究了成核及长大的动力学过程．分形生长时分形维数随团簇大小的增大而增加．分形生长和团状生长时成核率随扩散步数的增大而减小，随时间的增大而急速下降．团簇长大过程可用团簇大小S和生长时间t-t0的幂函数(t-t0)κ描述．由于团簇间的分流作用，生长指数κ比经典理论值1略小，并且存在着非线性现象，即长得较大的团簇的生长指数Κ也较大.
利用计算机模拟了不同的允许扩散步数下超薄膜的多中心分形生长和团状生长现象，研究了成核及长大的动力学过程．分形生长时分形维数随团簇大小的增大而增加．分形生长和团状生长时成核率随扩散步数的增大而减小，随时间的增大而急速下降．团簇长大过程可用团簇大小S和生长时间t-t0的幂函数(t-t0)κ描述．由于团簇间的分流作用，生长指数κ比经典理论值1略小，并且存在着非线性现象，即长得较大的团簇的生长指数Κ也较大.
将角动量投影壳模型应用到186Pb,188Pb和190Pb核，对它们的低位长椭球带进行了理论计算并与实验结果进行了比较,对这三个核从理论上预言了该带带头,并把壳模型应用到186Hg核，得到与实验较好地符合验证了这种理论预言的可靠性．
将角动量投影壳模型应用到186Pb,188Pb和190Pb核，对它们的低位长椭球带进行了理论计算并与实验结果进行了比较,对这三个核从理论上预言了该带带头,并把壳模型应用到186Hg核，得到与实验较好地符合验证了这种理论预言的可靠性．
将最近引入的渐近两态原子轨道展开方法用来研究双电子碰撞体系H++He和He2++He的电荷转移过程．结果表明，由该方法得到的电子俘获截面在中高能区与满足边界条件的一级波恩近似（即B1B近似）和实验结果符合得很好，并且在中低能区，比B1B方法有很大改善，然后指出了由一级微扰理论所得结果在中低能区与实验结果不符的原因．
将最近引入的渐近两态原子轨道展开方法用来研究双电子碰撞体系H++He和He2++He的电荷转移过程．结果表明，由该方法得到的电子俘获截面在中高能区与满足边界条件的一级波恩近似（即B1B近似）和实验结果符合得很好，并且在中低能区，比B1B方法有很大改善，然后指出了由一级微扰理论所得结果在中低能区与实验结果不符的原因．
研究了将两个SU(1,1)相干态｜ζ，k〉和｜ζ,k〉叠加起来得到的新的量子态的统计性质．偶SU(1,1)相干态｜ζ，1/4〉和奇SU(1,1)相干态｜ζ，3/4〉分别对应于压缩真空态和压缩单光子数态．适当选取SU(1,1)态的相位角和叠加时的相对相位，得到的新的量子态比单个SU(1,1)相干态表现出大大增强的正交分量压缩和光子反群聚效应．也说明了怎样准备这样的叠加态．
研究了将两个SU(1,1)相干态｜ζ，k〉和｜ζ,k〉叠加起来得到的新的量子态的统计性质．偶SU(1,1)相干态｜ζ，1/4〉和奇SU(1,1)相干态｜ζ，3/4〉分别对应于压缩真空态和压缩单光子数态．适当选取SU(1,1)态的相位角和叠加时的相对相位，得到的新的量子态比单个SU(1,1)相干态表现出大大增强的正交分量压缩和光子反群聚效应．也说明了怎样准备这样的叠加态．
研究了一个二能级里德伯原子在计及原子散射的二级修正项时，与单模热光场双光子相互作用系统中光子的反聚束效应，着重讨论了非线性修正项，双光子失谐量以及热噪声对光子反聚束效应的影响．
研究了一个二能级里德伯原子在计及原子散射的二级修正项时，与单模热光场双光子相互作用系统中光子的反聚束效应，着重讨论了非线性修正项，双光子失谐量以及热噪声对光子反聚束效应的影响．
对平顶高斯光束与超高斯光束的传输特性作了研究和比较，并给出了典型的数值计算例．所得的主要结论是有相同M2因子和束宽的平顶高斯光束与超高斯光束在通过光学系统时，具有非常相似的包括光强分布和光阑衍射效应在内的传输变换特性．
对平顶高斯光束与超高斯光束的传输特性作了研究和比较，并给出了典型的数值计算例．所得的主要结论是有相同M2因子和束宽的平顶高斯光束与超高斯光束在通过光学系统时，具有非常相似的包括光强分布和光阑衍射效应在内的传输变换特性．
研究了四能级系统中基于五阶极化的拍频效应，考虑了抽运光束为窄带线宽或宽带线宽的情形．发现其对能级分裂的测量精度决定于光学跃迁的均匀增宽．也就是说，这种技术在测量与基态是偶极禁戒跃迁的两激发态之间的能级分裂时，可得到消除多普勒增宽的精度．
研究了四能级系统中基于五阶极化的拍频效应，考虑了抽运光束为窄带线宽或宽带线宽的情形．发现其对能级分裂的测量精度决定于光学跃迁的均匀增宽．也就是说，这种技术在测量与基态是偶极禁戒跃迁的两激发态之间的能级分裂时，可得到消除多普勒增宽的精度．
讨论了在双光子驱动场作用下，三能级原子在光子晶体中的自发发射问题．由于量子干涉和光的局域化作用，两个上能级中的占据数将具有周期振荡或准周期振荡的性质，这不仅依赖于两个上能级与禁带的相对位置，同时也依赖于原子的初始状态，而且还与驱动场的强度、驱动场的入射位相有关．这些性质既与真空中带有驱动场的原子的自发发射性质不同，也有别于无驱动场作用下光子晶体中三能级原子的自发发射性质．
讨论了在双光子驱动场作用下，三能级原子在光子晶体中的自发发射问题．由于量子干涉和光的局域化作用，两个上能级中的占据数将具有周期振荡或准周期振荡的性质，这不仅依赖于两个上能级与禁带的相对位置，同时也依赖于原子的初始状态，而且还与驱动场的强度、驱动场的入射位相有关．这些性质既与真空中带有驱动场的原子的自发发射性质不同，也有别于无驱动场作用下光子晶体中三能级原子的自发发射性质．
在简单声速可调模型的基础上，通过在演化方程中引入一个吸引势来降低有效声速从而提高Mach数，建立高Mach数下的可压缩格子Boltzmann模型．利用Chapman-Enskog渐进展开法推导相应的宏观流体力学方程．与粘滞流体的Navier-Stokes方程比较表明，该模型有降低声速的功能．模拟结果表明，该模型可将Mach数提高到3以上，且与理论值符合．该模型的建立为用格子气模拟可压缩流体打开广阔前景．
在简单声速可调模型的基础上，通过在演化方程中引入一个吸引势来降低有效声速从而提高Mach数，建立高Mach数下的可压缩格子Boltzmann模型．利用Chapman-Enskog渐进展开法推导相应的宏观流体力学方程．与粘滞流体的Navier-Stokes方程比较表明，该模型有降低声速的功能．模拟结果表明，该模型可将Mach数提高到3以上，且与理论值符合．该模型的建立为用格子气模拟可压缩流体打开广阔前景．
采用离散变分局域密度泛涵(DV-LDF)方法,基于Tersoff-Hamann的扫描隧道显微镜(STM)理论,通过计算单个C60五种不同吸附取向的电荷密度分布图来模拟其STM图象．计算结果表明，不同取向C60的电荷密度分布图有各自的特征‘指纹’，其中模拟正偏压情形下C60的最低未占据分子轨道(LUMO)分布图与其STM图象具有较好的可比性.与实验上已有的STM图象和文献中的理论计算结果比较，可以确定C60在一些表面上的
采用离散变分局域密度泛涵(DV-LDF)方法,基于Tersoff-Hamann的扫描隧道显微镜(STM)理论,通过计算单个C60五种不同吸附取向的电荷密度分布图来模拟其STM图象．计算结果表明，不同取向C60的电荷密度分布图有各自的特征‘指纹’，其中模拟正偏压情形下C60的最低未占据分子轨道(LUMO)分布图与其STM图象具有较好的可比性.与实验上已有的STM图象和文献中的理论计算结果比较，可以确定C60在一些表面上的
用弥散性输运控制的复合机理完善地解释了非晶硅p-i-n二极管电致发光谱的特征，从而澄清了许多年来对电致发光效率及峰值的误解．描述了用电致发光谱术研究非晶硅p-i-n太阳能电池本征层中局域态的实验方法．结果表明：采用H2稀释方法制备的样品，其缺陷态能量分布呈单一窄峰；而用纯硅烷制备的样品其缺陷态能量分布较宽，且呈双峰．
用弥散性输运控制的复合机理完善地解释了非晶硅p-i-n二极管电致发光谱的特征，从而澄清了许多年来对电致发光效率及峰值的误解．描述了用电致发光谱术研究非晶硅p-i-n太阳能电池本征层中局域态的实验方法．结果表明：采用H2稀释方法制备的样品，其缺陷态能量分布呈单一窄峰；而用纯硅烷制备的样品其缺陷态能量分布较宽，且呈双峰．
利用离子加速器注氢和高压电子显微镜的电子辐照方法，研究了Fe-1wt%Ni铁素体钢中Ni合金元素的辐照诱导偏析现象．实验结果表明，Ni与空位、氢结合成复合体，其扩散机制为逆Kirkendall效应，即Ni的扩散方向与空位的扩散方向一致．在空洞附近富集的Ni会沿{110}平面共格析出．在特定的入射方向的电子衍射图象中，能够观察到由于这种平面共格析出引起的衍射条纹．
利用离子加速器注氢和高压电子显微镜的电子辐照方法，研究了Fe-1wt%Ni铁素体钢中Ni合金元素的辐照诱导偏析现象．实验结果表明，Ni与空位、氢结合成复合体，其扩散机制为逆Kirkendall效应，即Ni的扩散方向与空位的扩散方向一致．在空洞附近富集的Ni会沿{110}平面共格析出．在特定的入射方向的电子衍射图象中，能够观察到由于这种平面共格析出引起的衍射条纹．
测量了500keV—1MeV的He+离子穿过50—90μm厚度的玉米种皮、葡萄果皮和西红柿果皮的透射能谱．结果表明这些生物厚靶是不均匀的，存在着类似于“沟道”的开放通道，沿着这些通道入射离子可以容易地透过靶材料．虽然大多数离子停留在靶中，但一部分透射离子只损失很少的能量．透射能谱显示出一种纯粹的电子阻止特征．30μm厚度样品的透射电子显微镜图谱(TEM)显示150keV的电子可以穿过这些样品得到很清晰的图象．β-1,4葡聚糖是生物种皮或果皮细胞壁的重要的组成部分，计算了该分子链的电子
测量了500keV—1MeV的He+离子穿过50—90μm厚度的玉米种皮、葡萄果皮和西红柿果皮的透射能谱．结果表明这些生物厚靶是不均匀的，存在着类似于“沟道”的开放通道，沿着这些通道入射离子可以容易地透过靶材料．虽然大多数离子停留在靶中，但一部分透射离子只损失很少的能量．透射能谱显示出一种纯粹的电子阻止特征．30μm厚度样品的透射电子显微镜图谱(TEM)显示150keV的电子可以穿过这些样品得到很清晰的图象．β-1,4葡聚糖是生物种皮或果皮细胞壁的重要的组成部分，计算了该分子链的电子
测量了自旋密度波材料Cr75Fe16Mn9的低频内耗，实验温区为100—600K，测量频率低于10Hz．在高于Néel温度的顺磁相中观察到450K附近的内耗峰和相应的总模量的跳变，反映了合金中各组分的自旋状态在微区内的无序-有序转变．在200—300K之间观察到一个宽的内耗峰区，它是由280K的单峰和270—220K延展的宽峰组成，其相对应的总模量表现为宽范围的少量减小．此宽峰可能与该合金中自旋密度波反铁磁转变以及磁多相共存有关．实验表明，
测量了自旋密度波材料Cr75Fe16Mn9的低频内耗，实验温区为100—600K，测量频率低于10Hz．在高于Néel温度的顺磁相中观察到450K附近的内耗峰和相应的总模量的跳变，反映了合金中各组分的自旋状态在微区内的无序-有序转变．在200—300K之间观察到一个宽的内耗峰区，它是由280K的单峰和270—220K延展的宽峰组成，其相对应的总模量表现为宽范围的少量减小．此宽峰可能与该合金中自旋密度波反铁磁转变以及磁多相共存有关．实验表明，
在薄膜生长的成核阶段，稳定聚集体将逐渐覆盖衬底表面．同时，薄膜的生长将发生在被覆盖的衬底部分，而成核则发生在未被覆盖的部分．本文研究了衬底表面被覆盖的程度对薄膜成核和生长的影响，对广泛应用的薄膜理论，给出一些修正公式．结果表明，成核速率正比于衬底表面未被覆盖面积的平方．而薄膜理论认为成核速率是时间常量，似显得粗糙．
在薄膜生长的成核阶段，稳定聚集体将逐渐覆盖衬底表面．同时，薄膜的生长将发生在被覆盖的衬底部分，而成核则发生在未被覆盖的部分．本文研究了衬底表面被覆盖的程度对薄膜成核和生长的影响，对广泛应用的薄膜理论，给出一些修正公式．结果表明，成核速率正比于衬底表面未被覆盖面积的平方．而薄膜理论认为成核速率是时间常量，似显得粗糙．
研究了汽相沉积过程中的衬底表面凹结构的成核热力学，指出可以通过衬底表面微结构设计来控制成核过程以实现点状结构的生长．计算了凹结构内的临界核形成能，表明与平面相比成核优先在凹结构发生．考虑凹结构的“等效势阱”效应，发现凹结构内稳定原子团的生长速率远远大于平面处稳定原子团的生长速率．
研究了汽相沉积过程中的衬底表面凹结构的成核热力学，指出可以通过衬底表面微结构设计来控制成核过程以实现点状结构的生长．计算了凹结构内的临界核形成能，表明与平面相比成核优先在凹结构发生．考虑凹结构的“等效势阱”效应，发现凹结构内稳定原子团的生长速率远远大于平面处稳定原子团的生长速率．
从La1-xSrxMnO3材料的结构特征探讨材料的导电机理，认为在1000℃以下材料的导电属于小极化子导电机理，在1000℃以上则转化为非小极化子导电机理．并利用材料电导率与温度关系的试验曲线对小极化子导电机理进行验证．
从La1-xSrxMnO3材料的结构特征探讨材料的导电机理，认为在1000℃以下材料的导电属于小极化子导电机理，在1000℃以上则转化为非小极化子导电机理．并利用材料电导率与温度关系的试验曲线对小极化子导电机理进行验证．
研究了沉积在硅油表面上的Ag原子团簇，经过随机扩散和转动，最终形成大尺度分形凝聚体的凝聚过程．研究结果表明：Ag原子团簇在这种液体基底上的转动为随机转动，转动角位移的方均值2>和测量时间间隔Δt满足广义爱因斯坦关系2>=4DθΔt．随机转动系数Dθ与凝聚体面积S满足指数关系Dθ∝S－γθ，其中指数γθ＝2.4±0.
研究了沉积在硅油表面上的Ag原子团簇，经过随机扩散和转动，最终形成大尺度分形凝聚体的凝聚过程．研究结果表明：Ag原子团簇在这种液体基底上的转动为随机转动，转动角位移的方均值2>和测量时间间隔Δt满足广义爱因斯坦关系2>=4DθΔt．随机转动系数Dθ与凝聚体面积S满足指数关系Dθ∝S－γθ，其中指数γθ＝2.4±0.
对不同频率下(1—10kHz)Pb(Zr0.52Ti0.48)O3多晶陶瓷的介电性能的测量表明：在接近铁电相变温度Tc以下存在一介电损耗峰，该峰具有弛豫特征但不满足Arrhenius关系．这一损耗峰被认为是由于畴界与晶格、缺陷钉扎的互作用引起的．用畴界粘滞运动的动力学方程，考虑陶瓷样品中Tc离散分布的情况，模拟了该介电损耗峰在不同频率下的行为，得到了与实验数据一致的结果．并由拟合参数计算了畴界运动
对不同频率下(1—10kHz)Pb(Zr0.52Ti0.48)O3多晶陶瓷的介电性能的测量表明：在接近铁电相变温度Tc以下存在一介电损耗峰，该峰具有弛豫特征但不满足Arrhenius关系．这一损耗峰被认为是由于畴界与晶格、缺陷钉扎的互作用引起的．用畴界粘滞运动的动力学方程，考虑陶瓷样品中Tc离散分布的情况，模拟了该介电损耗峰在不同频率下的行为，得到了与实验数据一致的结果．并由拟合参数计算了畴界运动
在链间耦合中同时计入相邻链相同格点间电子跳跃积分和相邻链次近邻格点间电子跳跃积分，研究了链间耦合对电荷密度和自旋密度分布的影响．结果表明，链间耦合可以导致主链上出现电荷密度波，不同格点间的链间耦合诱导自旋密度在侧基和主链间发生不同的转移．
在链间耦合中同时计入相邻链相同格点间电子跳跃积分和相邻链次近邻格点间电子跳跃积分，研究了链间耦合对电荷密度和自旋密度分布的影响．结果表明，链间耦合可以导致主链上出现电荷密度波，不同格点间的链间耦合诱导自旋密度在侧基和主链间发生不同的转移．
报道了GaAs(311)A衬底上的自组装InAs量子点的结构和光学特性.原子力量显微镜结果表明（311）A GaAs衬底上的InAs量子点呈箭头状，箭头方向沿[233]方向.实验发现，量子点的光致发光（PL)强度、峰位、半高宽都与测量温度密切相关.随着温度的升高，量子点的发光强度减小，峰位快速红移，半高宽单调下降.可以认为这是由于载流子先被热激活到浸润层势垒后再被俘获到能量较低的量子点中进行复合造成的，这一模型圆满解释了我们的实验结果.
报道了GaAs(311)A衬底上的自组装InAs量子点的结构和光学特性.原子力量显微镜结果表明（311）A GaAs衬底上的InAs量子点呈箭头状，箭头方向沿[233]方向.实验发现，量子点的光致发光（PL)强度、峰位、半高宽都与测量温度密切相关.随着温度的升高，量子点的发光强度减小，峰位快速红移，半高宽单调下降.可以认为这是由于载流子先被热激活到浸润层势垒后再被俘获到能量较低的量子点中进行复合造成的，这一模型圆满解释了我们的实验结果.
以热力学相容方式，使偏析系数和界面温度与界面速度相关，把非平衡影响与平面峰面的线性稳定性分析结合起来.改变了细胞晶型绝对稳定界限.形成一种新的振荡不稳定，导致固体中出现溶质带，它的绝对稳定界限由溶质原子捕集和附着运动确定.分析结果与实验一致.
以热力学相容方式，使偏析系数和界面温度与界面速度相关，把非平衡影响与平面峰面的线性稳定性分析结合起来.改变了细胞晶型绝对稳定界限.形成一种新的振荡不稳定，导致固体中出现溶质带，它的绝对稳定界限由溶质原子捕集和附着运动确定.分析结果与实验一致.
在同时考虑吸积和Blandford-Znajek过程的条件下，详细讨论了吸积盘（包括薄盘和厚盘）中心黑洞的自转角速度Ωh的演化特征.结果表明，当黑洞的无量纲角动量a*演化到某一临界时，Ωh对时间的变化率由正变负，从而推断在顺行吸积过程事Ωh先增后减，演化非单调，因而存在一个极大值.并指出黑洞的无量纲角动理a*比黑洞的角动量J和自转角速度Ωh更适合描写吸积盘中心黑洞自转状态的演
在同时考虑吸积和Blandford-Znajek过程的条件下，详细讨论了吸积盘（包括薄盘和厚盘）中心黑洞的自转角速度Ωh的演化特征.结果表明，当黑洞的无量纲角动量a*演化到某一临界时，Ωh对时间的变化率由正变负，从而推断在顺行吸积过程事Ωh先增后减，演化非单调，因而存在一个极大值.并指出黑洞的无量纲角动理a*比黑洞的角动量J和自转角速度Ωh更适合描写吸积盘中心黑洞自转状态的演
考虑Kerr黑洞内视界处的热性质后，给出了Bekenstein-Smarr公式的新形式，重新定义了黑洞熵.黑洞温度趋于绝对零度时，新定义的黑洞熵一定趋于零.它满足能斯特定理，可视为黑洞的普朗克绝对熵.
考虑Kerr黑洞内视界处的热性质后，给出了Bekenstein-Smarr公式的新形式，重新定义了黑洞熵.黑洞温度趋于绝对零度时，新定义的黑洞熵一定趋于零.它满足能斯特定理，可视为黑洞的普朗克绝对熵.