光晶格中偶极旋量凝聚体的孤子激发

近期,稀薄原子气凝聚体中的偶极-偶极相互作用引起本领域实验和理论研究人员的关注,尤其是2005年德国斯图加特大学的Pfau研究组实现了大自旋的52Cr凝聚体以来,由多种超精细磁子能态的原子组成的偶极旋量凝聚体,成为研究热点之一.     

偶极玻色-爱因斯坦凝聚体的稳定性分析

利用变分法,在给出三维简谐势阱的频率方位比后,考察处于该势阱中的偶极BEC凝聚体,我们发现偶极玻色-爱因斯坦凝聚体的稳定性由势阱的频率方位比、s-波散射长度、偶极相互作用强度和粒子数目等因素共同决定,当合适的参量给定后,NLSE总有亮孤子解存在,并可得到稳态与非稳态间的临界线.     

光晶格中偶极BEC的调制不稳定性

在GP方程和离散Schr d inger方程的基础上,对光晶格中偶极玻色-爱因斯坦凝聚体(BEC)的调制不稳定性进行了研究,得到了光晶格偶极BEC原子系统的激发谱和调制不稳定性区域与在位相互作用以及偶极-偶极相互作用之间的关系.结果显示,偶极-偶极相互作用对光晶格中偶极BEC的非线性激发和稳定性有很大的影响,为实际应用中如何操控偶极BEC提供有用的信息.     

光晶格中双组分偶极BECs的临界振幅

在线性稳定性分析和离散非线性Schrdinger方程的基础上,对光晶格中双组分偶极玻色-爱因斯坦凝聚体(BECs)调制不稳定性的临界振幅进行了研究,得到了光晶格中双组分偶极BECs原子系统的激发谱和调制不稳定性的临界振幅及它们与在位相互作用和由偶极-偶极相互作用所导致的格点间BECs的相互作用之间的关系.结果显示,格点间BECs的相互作用对光晶格中双组分偶极BECs的调制不稳定性有很大的影响,这可为实际应用中如何操控双组分偶极BECs提供有用的信息.     

光晶格中偶极BEC偶极——偶极相互作用极限的讨论

在GP方程和离散Schrodinger方程的基础上,根据对光晶格中偶极玻色——爱因斯坦凝聚体(BEC)的调制不稳定性的研究,如果频率出现虚值,则光晶格中的偶极BEC将出现调制不稳定性,而偶极——偶极相互作用对光晶格中偶极BEC的非线性激发和稳定性有很大的影响。由于偶极——偶极相互作用可以通过外场很方便地进行调节,本文中,我们对光晶格中偶极BEC偶极——偶极相互作用的极限进行了必要的讨论,这可为实际应用中如何操控偶极BEC提供有用的信息。     

准一维偶极玻色-爱因斯坦凝聚体中的亮孤子

通过变分法分析,发现排斥短程相互作用的准一维BEC是不存在亮孤子的,但是当长程的偶极相互作用存在时,两者的相互影响导致了准一维BEC凝聚体中稳定的亮孤子的产生.另外,当偶极相互作用过大时,又会破坏孤子.     

耦合非线性薛定谔方程在凝聚体中的应用

以旋量玻色-爱因斯坦凝聚体为背景,介绍了描述原子由两种超精细态组成的旋量玻色-爱因斯坦凝聚系统的二耦合变系数非线性薛定谔方程.其次利用Hirota双线性变换,构造新的变换求得方程的孤子解.进一步对孤子解的参量取值得到孤子的密度分布函数,利用Maple作图.最后根据孤子演化图像分析孤子的传输特性和稳定性.为进一步实现量子...     

玻色-爱因斯坦凝聚体中的三角涡旋格子

 讨论了玻色-爱因斯坦凝聚体中的三角涡旋格子,从磁光阱里玻色-爱因斯坦凝聚体波函数满足的Gross-Pitaevskii方程求出三角格子的解,并简要解释了相关实验观察结果.     

对覆盖层下三维导电异常体磁场影响关系的研究

在垂直磁偶极源和水平磁偶极源分别激励下，通过改变覆盖层的导电率，围岩的导电率和偶极源发射频率，研究相应的磁场变化规律，讨论围岩的性质，覆盖层电性及发射频率对覆盖层下三维导电异常体磁场的影响。     

87Rb原子气体的玻色-爱因斯坦凝聚体的产生和测量

报道了针对⁸⁷Rb原子气体设计的玻色-爱因斯坦凝聚体研究实验平台, 采用双磁光阱结构和QUIC磁势阱蒸发冷却的方法获得玻色凝聚体. 用吸收成像法分别对自由飞行和紧束缚状态下的玻色凝聚体进行了特性测量. 测量结果符合玻色凝聚体产生的判据, 证实了玻色-爱因斯坦凝聚体的相变过程, 获得了2×10⁵个原子的纯凝聚体.     

87Rb原子气体的玻色-爱因斯坦凝聚体的产生和测量

报道了针对⁸⁷Rb原子气体设计的玻色-爱因斯坦凝聚体研究实验平台, 采用双磁光阱结构和QUIC磁势阱蒸发冷却的方法获得玻色凝聚体. 用吸收成像法分别对自由飞行和紧束缚状态下的玻色凝聚体进行了特性测量. 测量结果符合玻色凝聚体产生的判据, 证实了玻色-爱因斯坦凝聚体的相变过程, 获得了2×10⁵个原子的纯凝聚体.     

脉冲星旋转磁偶极场的线偏振位置角曲线

1967年发现第一颗脉冲星以来,在用于解释线偏振位置角随脉冲相位变化曲线的旋转矢量模型中,脉冲星磁场通常被近似为静态磁偶极场.但静态磁偶极场假设过于简化,未考虑推迟势效应.文章采用从推迟势导出的旋转真空磁偶极场,研究了在脉冲星磁场为旋转磁偶极场位形下的线偏振位置角曲线.在计算辐射的相位、余纬角和偏振位置角过程中考虑了光行差效应和延迟效应.相比旋转矢量模型的结果,旋转磁偶极场偏振位置角曲线在大磁倾角、碰撞角,或靠近磁轴的内层磁力线上有显著的变形.其与磁力线层等参数的依赖关系避免了传统旋转矢量模型的简并问题--在给定磁倾角和碰撞角情况下所有层磁力线的偏振位置角曲线都一样,这为通过拟合射电偏振观测数据来分辨不同层的辐射,从而限定脉冲星辐射区部位提供了一条有用的途径.     

行波场中的光学偶极俘获及其参数的确定

光学偶极阱正逐渐成为一种重要的控制中性原子的工具. 报道了在铯原子磁光阱中, 采用远离共振的失谐聚焦光束获得的光学偶极阱. 通过同时测量磁光阱和光学偶极阱中原子的荧光谱确定了光频移. 并采用短程飞行时间法获得了磁光阱中冷原子的等效温度. 着重讨论了此实验方案的优点, 同时也分析了激光束腰斑和功率的大小等因素对偶极阱势阱深度和加热率的影响.     

偶极玻色-爱因斯坦凝聚体中孤子碰撞的理论研究

对准一维情形下具有偶极相互作用的玻色-爱因斯坦凝聚体(Bose-Einstein condensate, BEC)中孤子的碰撞进行了理论研究.运用虚时演化法数值求解了Gross-Pitaevskii方程的孤子态解,然后构造了实验中可实现的双孤子态以研究其碰撞规律.发现既存在完全弹性碰撞,也存在完全非弹性碰撞.通过调节偶极作用强度,可实现从弹性碰撞到非弹性碰撞的转变.初始时刻孤子的相位差不仅会影响系统的对称性,也会改变孤子的碰撞类型.     

利用规范变换研究非均匀外场中的自旋动力学特性

介绍规范变换在解决旋量F=1的玻色-爱因斯坦凝聚体(BEC)自旋混合动力学问题中的应用。由于系统处在非均匀外场中,其中的磁场梯度对自旋磁矩的影响比较突出,通过规范变换我们将系统由通常的z轴表象(量子化轴在z方向)变换到局域磁场方向表象(量子化轴和位置有关),从而可以直观地了解到磁场梯度的效应。随后我们展示了这种效应,即旋量BEC的磁化强度随时间的振荡行为以及这种振荡对自旋0分量塞曼能级上的粒子布居的影响。     

旋量玻色-爱因斯坦凝聚体平均自旋在外场中的演化

利用平均场理论和单空间模近似,研究了总自旋F=1的旋量玻色-爱因斯坦凝聚体的平均自旋在外磁场的演化行为．理论研究结果表明平均自旋演化行为与对称相互作用无关;当处于不同量子态的粒子数不随时间变化时,体系自旋的行为由外磁场、反对称相互作用决定．     

减少磁单极质量的一种途径

很多工作中計算的磁单极質量都很大,是10~4Gev的数量級。应用旋量磁单极的观点,由于旋量磁单极具有負能解,所以給出减少磁单极質量的一种途径,本文給出一个具体的例子用以說明磁单极的質量可以减小。因而也許能将磁单极用于基本粒子的結构图象中去。     

东亚地磁非偶极场的变化特征研究

本文用国际地磁参考场研究东亚地磁非偶极场的时空分布和磁场强度的变化规律，并对其场源特性进行探讨。结果表明，１９４５年以来，东亚地磁非偶极场存在缓慢的北移和西向漂移，磁异常中心附近的磁场强度呈波动性增加，其场源可分为漂移场和稳定场两部分。     

Fe和Ni丰质子同位素中同位旋矢量巨偶极共振

以完全自洽的方法系统地研究了Fe和Ni的丰质子同位素中同位旋矢量巨偶极共振(IVGDR),并且使用Skyrme Hartree-Fock加上Bardeen-Cooper-Schrieffer (BCS)近似的方法来计算基态的性质。采用准粒子无规则相位近似法(QRPA)研究丰质子核中偶极激发态的性质,同时在计算中考虑了SLy5 Skyrme相互作用和密度依赖配对作用。除了巨偶极共振(GDR)之外,还在能量低于10 MeV的区域中发现了矮偶极共振(PDR),接近质子滴线的核子的能量加权求和规则约占经典的TRK求和规则的3%左右,并且随着各同位素链上质量数的增加,其值呈递减趋势。通过偶极激发强度和质子、中子的跃迁密度可以看出这一低能状态是典型的具有等同位旋标量性质的矮偶极共振状态。分析给定低能状态下质子和中子2qp构型的准粒子无规位相变化(QRPA)振幅,发现只有一两个质子构型做出主要贡献,它们对总QRPA振幅贡献约为99%,这种情况也表现出矮偶极共振(PDR)的集体性并不强。     

各向异性玻色-爱因斯坦凝聚中的朗道临界速度

超流体中无阻尼运动的朗道判据被推广到各向异性的情形。在各向异性超流体中,朗道临界速度并非总是由平行于运动方向的元激发能谱决定。针对冷原子气体中两类典型的各向异性玻色-爱因斯坦凝聚(BEC)——偶极相互作用BEC和自旋-轨道耦合BEC——指出凝聚体中运动杂质的临界速度一般小于沿运动方向的超流声速。当运动速度超过临界速度时,杂质的能量耗散率可以通过含时微扰方法计算。