纤锌矿GaN／AlN无限深量子阱中束缚极化子能量

采用改进的LLP变分方法,研究纤锌矿氮化物无限深量子阱材料中束缚极化子基态能量和基态结合能、第一激发态能量和第一激发态结合能、第一激发态到基态的跃迁能量等物理量随着量子阱宽度的变化关系.研究结果表明,基态能量、第一激发态能量和结合能以及第一激发态到基态的跃迁能量随着阱宽的增大而减小,阱宽较小时,能量随阱宽下降的速度较快,之后来变得缓慢,最后接近GaN体材料中的三维值.研究还发现,在GaN/AlN量子阱中电子-声子相互作用对能量的贡献(41meV)比在GaAs/AlAs量子阱中(3meV)大得多.     

带电杂质对磁场中3个电子量子点的影响

研究了在磁场B中受杂质影响的二维3个电子量子点基态的特性. 杂质被固定在z轴上且与量子点平面的距离为d. 计算了基态角动量L₀和自旋S₀随B和d的演化, 归纳结果于(L₀, S₀)相图中, 而且探讨了电子的空间分布(量子点的大小、几何结构)和光吸收. (L₀, S₀)图表明: 当d和(或)B变化时, L₀和S₀能够发生跃迁. 我们发现由于对称性限制, 每种对称几何结构只能访问具有特定L₀和S₀的一组态.     

氮化物无限抛物量子阱中极化子能量

采用LLP变分法研究氮化物抛物量子阱（GaN／Al0.3Ga0.7N）材料中自由极化子的能级,给出基态能量和基态到第一激发态跃迁能量随抛物量子阱宽度变化的函数关系．研究结果表明,自由极化子基态能量和跃迁能量随着阱宽的增大首先急剧减小,然后缓慢下降,最后接近GaN体材料中的三维值．这些结果在定性上与GaAs／ALGa1-x,As抛物量子阱中的值相似,但在定量上有所不同．GaN／Al0.3Ga0.7N抛物量子阱中电子一声子相互作用对极化子能量的贡献明显大于GaAs／Al0.3Ga0.7N抛物量子阱中的相应值,因此,讨论氮化物抛物量子阱中的电子态问题时应考虑电子一声子相互作用．     

电子隧穿耦合双量子阱的结构设计及光学特性控制

结合实际半导体工艺设计一个导带中有3个子带能级的非对称双量子阱结构, 并利用束缚电子的有效质量薛定鄂方程计算了各子带能级的能量位置. 其中, 两个紧邻的激发态子带能级由于电子隧穿效应而相互关联. 当一个中红外波段探测光将基态能级同时耦合到两个激发态能级时, 可观测到一个中间夹很窄透明窗口的双峰结构吸收谱线. 在该量子阱结构上施加直流电场可改变两个探测跃迁上的电偶极矩比值, 进而有效控制两个吸收峰的相对高度和透明窗口内的色散曲线.      

铅原子6pnd J = 2受扰Rydberg系列能级的多通道量子亏损理论

利用多通道量子亏损理论(MQDT)分析了铅原子奇宇称6pnd J = 2 Rydberg系列能级, 计算出6pnd (6 ≤n ≤ 63) J= 2 Rydberg系列能级的能量位置, 得到了最优化的MQDT参数. 利用这些参数计算了每个能级的通道混合系数, 并根据混合系数确定了每个能级的原子态符号. 计算结果表明, 在所研究的能量范围内, 6p6d (3/2)[5/2]₂o和6p6d (3/2)[3/2]₂o两个干扰态附近的能级出现强烈的通道混合现象. 采用与文献中不同的五通道计算模型, 确定了其他文献中没有报道的铅原子的21个6pnd (1/2)[3/2]₂o能级的位置, 并确定了铅原子能量在59788 cm^-1以下的所有奇宇称6pnd J= 2 Rydberg态的能级符号, 计算结果清楚地显示出各通道间的通道混合和相互作用情况.     

纤锌矿GaN/Alx Ga1-xN量子阱中界面声子模对极化子能量的影响

采用Lee-Low-Pines变分法研究了纤锌矿GaN/AlxGa1-xN量子阱中极化子能量和电子-声子相互作用对极化子能量的影响.理论计算中考虑了定域体声子模和界面声子模的作用,同时考虑了它们的各向异性.给出极化子基态能量、第1激发态能量、跃迁能量(第1激发态到基态),以及电子-声子相互作用对能量的贡献随量子阱宽度和深度(组分)变化的数值结果.为了定性分析和对比还给出了闪锌矿量子阱中的相对应结果.计算结果表明:阱宽较小时界面声子对极化子能量的贡献大于定域声子,阱宽较大时界面声子的贡献小于定域声子.纤锌矿结构中声子对能量的贡献大于闪锌矿结构中的相应值.GaN/AlxGa1-xN量子阱中声子对能量的贡献比GaAs/AlxGa1-xAs量子阱中的相应值大得多,当阱宽为20nm时,电子-声子相互作用能分别约等于-35,-2.5 meV.     

抛物量子阱中的极化子能量

研究了抛物量子阱中电子－声子相互作用对极化子能量的影响,用改进的变分法计算系统中极化子基态和激发态能量以及基态到第一激发态的跃迁能量,并给出抛物量子阱ＧａＡｓ／Ａｌ０．３Ｇａ０．７Ａｓ中的数值结果,研究发现,在较宽的量子阱中,电子－声子相互作用对极子能量的影响很明显。因此,讨论了极化子能量时不能忽略电子－声子相互作用。     

氮化物抛物量子阱中电子-声子相互作用对极化子能量的影响

采用改进的LLP变分方法．研究氮化物抛物量子阱（GaN／Al0.3Ga0.7N）材料中的电子-声子相互作用．给出极化子基态能量、第一激发态到基态的跃迁能、不同支长波光学声子模对极化子基态能量的贡献随阱宽L的变化关系,在数值计算中考虑了氮化物（纤维锌矿）GaN和AlxGa1-xN构成的抛物量子阱材料中长波光学声子模的各向异性．结果表明,基态能量和跃迁能量随阱宽L的增大而减小。阱宽较小时．减小的速度比较快＋阱宽较大时．减小的速度比较慢．最后缓慢地接近GaN体材料中的三维值．在GaN／Al0.3Ga0.7N抛物量子阱中定域准LO声子对极化子能量的贡献比较大．阱宽较大（L=27nm）时约33meV,这一值比GaAs／Al0.2Ga0.7As抛物量子阱中的相应值（约3meV）大的多,并且定域准LO声子的贡献远远大于定域准TO声子的贡献．     

纤锌矿GaN/AlN量子阱中的极化子

采用Lee-Low-Pines(LLP)变分法,讨论了纤锌矿(闪锌矿)GaN/AlN无限深量子阱材料中电子-定域长波光学声子相互作用,给出纤锌矿量子阱中自由极化子的基态能量、第一激发态能量和跃迁能量随阱宽的变化关系.数值计算中考虑了纤锌矿材料的各向异性,结果表明,极化子能量随阱宽的增大而减小,当阱宽较宽时,趋近于体材料的三维值.纤锌矿(闪锌矿)GaN/AlN量子阱材料中,电子-定域长波光学声子相互作用对极化子能量的贡献比闪锌矿GaAs/AlAs量子阱材料中的相应值大得多.因此,讨论GaN/AlN量子阱材料中电子态问题时应考虑电子-定域声子相互作用.     

光激励下的半导体纳米材料中杂质对超声的吸收研究

研究了在激光场中晶格振动与杂质核相互作用下,具有无限势垒量子阱结构半导体中的超声衰减问题.电子吸收声子不能从受体杂质能"带"跃迁到第一量子能级导带,但在高频激光场中却会发生,激光场补充电子跃迁吸收声子所需能量.对总超声吸收系数进行了推算,并将此结果应用到纳米砷化镓(GaAs/AlGaAs)量子阱样品中,发现其总吸声系数比相应的传统物质的吸收系数大得多.     

125Sb高自旋态: 粒子-核芯激发耦合

利用在束γ谱学方法, 通过¹²⁴Sn (⁷Li, α2n)反应研究了¹²⁵Sb的激发态, 首次建立了¹²⁵Sb的高自旋能级纲图, 其中包括21条新 γ 跃迁和14个新能级. 发现1970, 2110和2470 keV 3个能级为同质异能态, 基于延迟符合测量确定了它们的寿命范围, 并确定其自旋、宇称分别为15/2^-, 19/2^-和23/2⁺. 根据粒子-核芯耦合图像和经验壳模型计算解释了¹²⁵Sb的能级结构, 3个同质异能态的组态分别被指定为πg_7/2 Ä^{v(h_11/2s_1/2)_5-} , πg_7/2 Ä v(h_11/2d_3/2)_7^-, 和πg_7/2 Äv(h²_11/2)_10⁺     

直接带隙Ge/Si_(1-x)Ge_x量子阱中激子态和带间光跃迁

利用有效质量近似和变分原理,对直接带隙Ge/Si1-x Gex量子阱中激子态和带间光跃迁进行研究.结果表明:直接带隙Ge/Si1-x Gex量子阱中带间光跃迁能、激子复合时间和基态振子强度依赖于阱宽和Si1-x Gex中Ge含量.当阱宽大于30nm时,跃迁能、激子复合时间、振子强度对Ge含量和阱宽的变化不敏感;基态线性光极化率随着Ge含量的增加而减小,同时光极化率峰值所对应的光子能量减小.     

Pr(0.5)Yb(3):ZBLAN双频激发上转换的研究

报道了Pr(0.5)Yb(3):ZBLAN玻璃在960 nm半导体激光和氙灯光双频激发下的激发态吸收上转换现象. 发现上转换发射谱的480.1, 519.0, 601.9和631.8 nm的上转换发光与常规荧光发射谱的荧光吻合得很好, 还发现双频激发下的上转换激发谱有3组明显的谱峰, 它们依次对应于856.0 nm的[¹G₄(Pr³⁺)→¹I₆(Pr³⁺)+¹G₄(Pr³⁺)→³P₁(Pr³⁺)]的上转换激发跃迁, 789.0 nm的¹G₄(Pr³⁺)→³P₂(Pr³⁺)的上转换激发跃迁, 803.7 nm的³H₆(Pr^{3+)→1D₂(Pr3+)的上转换激发跃迁. 1G₄(Pr3+)→1I₆(Pr3+)的上转换过程因其振子强度f=23.040×10-6很大而尤其强, 在上转换激发谱上呈现出了一个强的激发态吸收上转换激发峰. 这导致了Pr(0.5)Yb(3):ZBLAN玻璃在一束激光和一束常规连续光的双频激发下的新颖有趣的激发态上转换发光现象.}     

二维Coulomb散射的|m|分波处理与Regge极点

研究了二维Coulomb散射的对称性和|m|分波分析. 作为能量E的函数, 把|m|分波散射波幅f _|m|(q)解析延拓到负E(复k)平面, 发现束缚能量本征值(E < 0)恰好位于f_|m|(q)在正虚k轴上的极点. 此外, 作为|m|的函数, 把f_|m|(q)解析延拓到复|m|平面, 发现束缚能量本征值正好处于f _|m|(q )在正实|m|轴上的极点.     

Tb0.3Dy0.7(Fe0.9T0.1)1.95合金的结构、磁致伸缩和Mössbauer研究

系统研究了室温下Tb_0.3Dy_0.7(Fe_0.9T_0.1)_1.95 (T = Mn, Fe, Co, B, Al, Ga)合金中ⅢA族金属和过渡金属元素T替代Fe对晶体结构、磁致伸缩、内禀磁致伸缩、自旋重取向的影响. 结果发现, 不同金属T替代Fe, Tb_0.3Dy_0.7(Fe_0.9T_0.1)_1.95合金具有相同的MgCu₂型立方Laves相结构. ⅢA族金属B, Al, Ga替代使磁致伸缩λ_s下降幅度较大, 同时发现Al, Ga替代使磁致伸缩容易饱和, 表明Al, Ga替代可降低 Tb_0.3Dy_0.7(Fe_1-xT_x)_1.95合金的磁晶各向异性, 而过渡金属Mn, Co替代Fe使Tb_0.3Dy_0.7(Fe_1-xT_x)_1.95合金磁致伸缩λ_s 下降幅度较小; 不同替代金属元素, 对内禀磁致伸缩l111有不同的影响. Mössbauer 效应表明, Al, Ga 替代使 Tb_0.3Dy_0.7(Fe_0.9T_0.1)_1.95合金的易磁化方向在{110}面逐渐偏离了立方晶体的主对称轴, 即自旋重取向, B, Mn, Co替代未使易磁化轴发生明显转动.     

闪锌矿GaN/AlGaN量子阱中激子态及带间光跃迁

基于有效质量近似,运用变分方法研究闪锌矿GaN/AlGaN量子阱中的激子态及带间光跃迁随闪锌矿GaN/AlGaN量子阱结构参数的变化关系,考虑电子与空穴在其量子阱中的有限势效应.数值计算结果显示出当量子阱的尺寸增加时,基态激子结合能和带间光跃迁能降低,而当闪锌矿GaN/AlGaN量子阱中垒层材料AlGaN中Al含量增加时,基态激子结合能和带间光跃迁能增加.     

全反式类胡萝卜醛(all-trans-β-Apo-8’-carotenal)的飞秒时间分辨瞬态吸收光谱

用奇异值分解和全局非线性拟合的方法处理全反式胡萝卜醛(all-trans-β-Apo-8′-carotenal)的飞秒时间分辨瞬态吸收光谱. 以串行激发态弛豫动力学反应为模型, 分别得到其在非极性溶剂正己烷和极性溶剂甲醇中的各个高激发态组分的吸收光谱和其各自的时间动力学特性, 在正己烷中主要得到3个电子态能级, 它们分别是S₃(170 fs), S₂(2.32 ps)和S₁(26 ps), 而在甲醇中只得到两个能级, 分别为S₂(190 fs)和S₁(9.4 ps). 比较发现胡萝卜醛在甲醇中的瞬态吸收光谱红移, 且S₁态寿命变短, 经分析认为是C==O基团的作用. 同时表明SVD方法是处理飞秒时间分辨瞬态吸收光谱有效的工具.     

二粒子体系自旋最大纠缠态的3种类型

给出了二粒子(s=1/2)体系的由二体算符σ_1ασ_2β构成的自旋力学量完全集的3种基本形式, 它们的共同本征态构成体系的3种类型最大自旋纠缠态, 其中1种即人们熟知的Bell基. 讨论了同时测量结果在几率形式下有确切对应关系的各种自旋力学量对.     

铀与氢气的反应动力学

运用相对论有效原子实模型RECP和B3LYP方法计算了UH和UH₂的结构. 并在此基础上, 利用多体项展式理论方法, 导出三原子分子UH₂的解析势能函数. 根据UH₂势能函数, 采用准经典的Monte-Carlo轨线法研究了U+H₂体系的碰撞过程. 依据反应截面与能量之间的关系, 指出U+H₂(v = j = 0)是无阈能反应, 主要生成UH₂, 而反应H+UH(v = j = 0)生成UH₂的反应截面相对来说要小得多, 可以忽略. 如此证明铀与氢气反应生成UH3的中间产物是UH₂, 而不是UH. 这些结果为金属铀的抗氢化腐蚀研究提供了理论基础.     

MOCVD制备GaAs/AlGaAs多量子阱的光致发光特性

对MOCVD生长的GaAs/A1_xGa_(1-x)As多量子阱结构进行了光致发光特性的测量,结果观察到三个发光峰:位于1.664eV处的峰是自由激子发光;峰值处于1.481eV的发光是GaAs中施主Si(Ga)原子上的电子向受主Si(As)跃迁引起的;而在1.529eV处的弱发光峰是GaAs阱层中Si(Ga)原子上的电子与价带量子阱中基态重空穴复合形成的。对三种发光峰的能量位置进行了理论计算,其计算结果与实验测量所得到的值符合较好。