一、密度分布形式對Glauber模型計算σ_R的影響（論文文獻綜述）
伍宏忠[1]（2020）在《高能重離子碰撞中的自旋極化效應與高維度數(shù)值積分研究》文中研究指明本論文主要研究了高能重離子碰撞中的局部自旋極化效應以及與之相關的高維數(shù)值積分。最近,STAR實驗測量了高能重離子碰撞中Λ（Λ）超子的局部自旋極化率,實驗結果與流體力學理論模型的預言結果相矛盾。具體表現(xiàn)為:在沿著束流方向上,基于熱渦旋張量計算得到的縱向自旋極化率與STAR實驗觀測到的縱向自旋極化率相差一個整體符號;在沿著碰撞系統(tǒng)初始軌道角動量方向上,基于熱渦旋張量計算得到的橫向自旋極化率與橫平面方位角的依賴關系則與STAR實驗初步觀測結果相反。如何理解STAR實驗觀測結果是當前重離子碰撞物理研究中的一個重要方向。本論文從自旋化學勢的形式出發(fā),基于碰撞系統(tǒng)的溫度場T與速度場uμ構造了一種廣義的自旋化學勢Μμv,得到了與之對應的自旋極化率表達式。在具體計算中,我們選擇了四種具有明確物理意義的渦旋張量來構造Μμv,即運動學渦旋張量、非相對論渦旋張量的相對論擴展形式、溫度渦旋張量以及熱渦旋張量。我們使用基于GPU設計的（3+1）維相對論流體力學程序CLVisc對每核子能量為200GeV的金核金核非對心碰撞過程以及每核子能量為2760GeV的鉛核鉛核非對心碰撞過程進行了模擬,得到四種自旋化學勢對應的局部自旋極化率。結果顯示:對于沿著束流方向的自旋極化,四種渦旋張量中只有溫度渦旋張量給出的結果與STAR觀測結果在橫平面方位角依賴關系上完全匹配,其他三種渦旋張量的結果則與STAR觀測數(shù)據(jù)相差一個整體符號。對于沿著初始軌道角動量方向的自旋極化,四種渦旋張量給出的Λ（Λ）超子的整體極化率相近,并與STAR實驗在200GeV的金核金核非對心碰撞的觀測數(shù)據(jù)在同一個數(shù)量級;在橫向自旋極化率與橫平面方位角的依賴關系上,溫度渦旋張量的結果與STAR初步觀測結果在定性上一致,即靠近反應面橫向自旋極化率較大而遠離反應面時較小,其他三種渦旋張量則無法給出同樣的方位角依賴關系。我們提出的溫度渦旋張量能夠解釋目前STAR關于局部自旋極化率的觀測結果,但是溫度渦旋張量理論仍然需要較低能量碰撞實驗的進一步驗證。本論文的第二個課題是我們研究自旋極化的輸運理論中遇到的高維積分的數(shù)值求解問題。由于維數(shù)詛咒難題的限制,積分參數(shù)空間大小隨著被積函數(shù)維數(shù)的增加指數(shù)增長,導致計算高維積分所需時間隨之指數(shù)增長。如何在可接受的時間內計算出高維積分的數(shù)值結果是一個具有挑戰(zhàn)性的難題。我們基于GPU并行計算特性設計了一種高維積分數(shù)值求解算法:ZMCintegral。它的核心算法組成是分層抽樣與啟發(fā)式樹搜索策略。借助于Python、TensorFlow、Numba、Ray等工具,我們實現(xiàn)了三個版本的ZMCintegral程序。針對劇烈振蕩函數(shù)以及奇異性函數(shù)的高維積分,我們分別在單節(jié)點和多節(jié)點環(huán)境下對ZMCintegral進行了積分性能測試。測試結果顯示:在設置了合理的搜索深度以及閾值比例后,ZMCintegral程序能夠在合理的時間內給出高精度的數(shù)值結果。其中,Numba-Ray版本的ZMCintegral自動適用于大規(guī)模GPU計算集群。另一方面,對于含有額外參數(shù)的高維積分數(shù)值求解問題,即被計算的積分表達式是含有額外參數(shù)的高維定積分,如何快速得到若干組參數(shù)組合下的積分結果是經常遇到的另一種問題。本論文基于GPU并行計算特性提出了一種針對該問題的算法:ZMCintegral-v5,它將一組特定參數(shù)組合下的積分計算放到了 GPU的一個線程核上進行。ZMCintegral-v5能夠快速求解含參數(shù)的積分表達式在若干組參數(shù)組合下的高維定積分數(shù)值結果。關于ZMCintegral以及ZMCintegral-v5的實踐方法可以進一步擴展至當前高能物理計算程序的GPU并行化上,借助于TensorFlow、Numba、Ray等工具,科研人員能夠以很少的工作量實現(xiàn)高能物理計算程序的GPU并行優(yōu)化。
段芳芳[2]（2020）在《11Be+208Pb彈性散射和破裂反應實驗研究》文中指出當前,弱束縛核在重靶上的彈性散射和破裂反應實驗研究對象主要集中在豐中子弱束縛核,能量主要位于庫侖勢壘附近。豐中子弱束縛核的彈性散射角分布與穩(wěn)定核表現(xiàn)出明顯不同的結果,豐中子弱束縛核的微分截面角分布中,其特征性的庫侖虹被明顯地壓低,甚至消失了。理論解釋是由于弱束縛核的破裂截面大,破裂/轉移道對彈性散射道有強烈的耦合效應導致其角分布具有這樣的奇特性質。本研究組此前完成了三倍庫侖勢壘能區(qū)附近的豐質子核(8B,9C及10C等)在Pb靶上的彈性散射角分布的測量工作,為了系統(tǒng)地研究彈性散射角分布與價核子、能量和靶核之間的依賴關系,本次實驗依托蘭州放射性束流線（RIBLL-1）,測量了88 MeV的9Be+208Pb、127 MeV的10Be+208Pb和140 MeV的11Be+208Pb的彈性散射角分布。本次實驗中在靶前采用了兩塊薄的正反面均為16條的雙面硅微條探測器（DSSD）,鑒別入射粒子的位置和方向,靶后采用的是由三套ΔE-E望遠鏡系統(tǒng)組成的探測器陣列用來測量散射粒子,每套望遠鏡均由正反面均為32條的DSSD和方硅探測器（SD）組成。通過對實驗數(shù)據(jù)進行分析提取出實驗中散射粒子的角分布,通過Monte Carlo模擬得到盧瑟福散射角分布,然后直接提取出彈性散射截面和盧瑟福散射截面的比值,最終得到了9,10,11Be在208Pb靶上的彈性散射角分布。為了扣除空靶散射對實驗的影響,還開展了空靶實驗,并對于靶前硅散射對實驗數(shù)據(jù)的影響進行了模擬計算,結合空靶實驗數(shù)據(jù)分析結果,認為空靶散射影響可忽略不計。在此次實驗中,9Be的能量相對較低,在關注的角度范圍內（<20°）其彈性射截面與盧瑟福散射截面的比值約為1,可以作為歸一和位置校準的依據(jù);10Be的彈性散射角分布呈現(xiàn)出典型的菲涅爾分布,使用了Woods-Saxon勢、SPP和X&P勢對實驗結果進行理論分析,從10Be的彈性散射角分布中嘗試提取了其密度分布;11Be在三倍庫侖勢壘能量下,彈性散射角分布中的庫侖虹被明顯壓低,這與研究組之前測量的豐質子核的實驗結果明顯不同,說明價核子對于彈性散射角分布有重要的影響。對于11Be的彈性散射角分布我們首先使用了所提取的10Be的光學勢進行擴展計算對11Be實驗數(shù)據(jù)進行擬合,其結果與實驗數(shù)據(jù)符合的很好;關于破裂道對彈散道的耦合效應,使用CDCC與XCDCC進行了計算,兩種計算結果無明顯差異,和實驗數(shù)據(jù)符合的很好;此次實驗中首次在RIBLL-1上測量了11Be+208Pb反應系統(tǒng)的破裂截面角分布,并使用CDCC和XCDCC兩種計算方法進行計算,其結果沒有明顯的差異,但是在四分之一角度附近非彈性破裂的對于總破裂截面的影響開始變大,在計算中同時考慮彈性破裂和非彈性破裂,計算結果與實驗數(shù)據(jù)符合得較好。
胡力元[3]（2020）在《奇特核的核虹散射研究》文中研究表明核虹是原子核碰撞過程中可能出現(xiàn)的一種折射現(xiàn)象,起源于碰撞體系的弱吸收特征,主要發(fā)生在較輕的中能重離子彈性散射過程中,在角分布上體現(xiàn)為大角度處的Airy振蕩圖樣及無結構的指數(shù)衰減（即核虹下降）。核虹散射對于認識原子核內部結構具有重要意義,能夠用于提取彈靶間光學勢在小距離處的實際強度、核子—核子相互作用對核物質密度的依賴關系、以及冷核物質的壓縮模量等關鍵信息。對于穩(wěn)定核的彈性散射過程,在實驗上已經觀察到了核虹現(xiàn)象的存在,在理論上也開展了大量的研究。對于遠離β穩(wěn)定線的奇特核,一些理論研究表明其應能夠發(fā)生核虹散射;但是實驗研究較少,還沒有在實驗中觀測到表征核虹現(xiàn)象的角分布特征,對其機制也所知甚少。本論文通過實驗與理論相結合的方法,研究了奇特核彈性散射中核虹現(xiàn)象的存在性及其產生機制問題。為了驗證奇特核彈性散射中核虹現(xiàn)象的存在性,先后研究了弱束縛豐中子核17C與弱束縛豐質子核17F的（準）彈性散射過程。這兩個核素同時具備著弱束縛的特征與表征弱吸收的結構。針對豐中子區(qū)的17C,在蘭州的近代物理研究所（IMP）的HIRFL-RIBLL1終端上開展了40 AMe V的17C在natC上的準彈性散射實驗,得到了相應的角分布。依次進行了光學模型分析和耦合道方法分析,很好地復現(xiàn)了實驗數(shù)據(jù),并得到了相應的光學勢參數(shù),同時發(fā)現(xiàn)該光學勢與相近能量下16O+12C的相似?；诮?遠邊散射分解,發(fā)現(xiàn)在大角度處遠邊散射起到支配的作用,彈性散射角分布呈現(xiàn)出核虹下降結構,表明17C+12C的彈性散射具有強烈的折射性。將17C+12C同穩(wěn)定C同位素與12C的碰撞比較,發(fā)現(xiàn)其光學勢參數(shù)相似,這表明17C的彈性散射與穩(wěn)定C核的相比并不具有明顯增強的吸收,具備出現(xiàn)核虹現(xiàn)象的條件。針對豐質子區(qū)的17F,對現(xiàn)有的10AMe V的17F+12C彈性散射實驗數(shù)據(jù)開展了研究?；?7F=16O+p的集團模型,利用CDCC方法計算了彈性散射角分布,在計算中采用了無模糊性的16O+12C光學勢和p+12C普適勢。計算結果在很好地復現(xiàn)了現(xiàn)有數(shù)據(jù)點的同時,還在大角度處預言了兩個Airy極小值結構,這與16O+12C彈性散射中的Airy振蕩結構很相似。同時,對該組數(shù)據(jù)還進行了光學模型分析,得到了10 AMe V下的17F+12C的光學勢參數(shù),同時再次觀察到兩個Airy極小值。上述分析表明17F在12C上的彈性散射應具有核虹現(xiàn)象。為了深入理解奇特核的核虹散射機制,相繼研究了17F、弱束縛穩(wěn)定核6Li和雙中子暈核6He的彈性散射過程。這三個核素均弱束縛且具備強束縛核芯。對17F+12C的彈性散射,研究了強束縛核芯16O對其核虹形成所起到的作用。首先分析了破裂耦合效應與質子光學勢選擇對彈性散射角分布的影響,發(fā)現(xiàn)二者影響很小。基于此,對多個能量下的17F+12C彈性散射做了系統(tǒng)性的單道（1-ch）計算,發(fā)現(xiàn)其角分布第一Airy極小值隨能量的變化規(guī)律與16O+12C彈性散射的非常相似。這表明在奇特核彈性散射中,強束縛核芯對核虹出現(xiàn)作出了主要貢獻。針對6He及6Li的彈性散射,主要開展了兩方面工作。（1）基于6He和6Li的集團描述研究了破裂反應對核虹結構的影響。借助CDCC方法分析了35 AMe V下的6Li在12C、40Ca、58Ni和90Zr上的及6He在58Ni上的彈性散射。通過同1-ch計算相比較并進行近邊/遠邊散射分解,發(fā)現(xiàn)破裂耦合不僅帶來額外吸收,還帶來了更多的吸引,造成了折射效應的增強,促進了核虹結構向大角度方向發(fā)展。（2）對中能6He+12C碰撞體系的異常弱吸收現(xiàn)象做了分析。為了解釋這一現(xiàn)象,既研究了α+12C光學勢的能量依賴性并將其應用于CDCC計算,又基于雙折疊集團模型考慮了靶核12C的3α集團結構并將其應用于光學模型計算,結果發(fā)現(xiàn)二者并不能造成該異常弱吸收現(xiàn)象。需要指出的是,在上述計算的中能6He彈性散射角分布中,均觀察到了強烈的折射特征。除了直接對奇特核的核虹散射的存在性和機制開展研究,還從總反應截面的角度分析了奇特核核虹散射伴隨的吸收性特點?；趶娢漳Ｐ秃蚏ho N模型,開發(fā)出了一套總反應截面的半微觀計算模型Rho NX。模型中考慮了核內核子的Fermi運動效應,并采用了S?o Paulo勢的物質密度分布系統(tǒng)學。將該模型應用于包含12C的碰撞體系,得到了適用于能量為30～1000 AMe V、碰撞核質量約為6～100的無調節(jié)參數(shù)的總反應截面公式。將該模型應用于17C、6Li、6He,通過與直接核反應理論計算的結果進行比較,再次印證了17C散射不伴隨顯著強吸收和6He散射伴隨異常弱吸收的結論。本論文指出了奇特核彈性散射中核虹現(xiàn)象的存在性,深化了對核虹散射中強束縛核芯作用與破裂耦合效應的認識,并排除了兩個造成6He+12C散射異常弱吸收現(xiàn)象的可能因素。同時,給出了一套無調節(jié)參數(shù)的α+12C光學勢,實現(xiàn)了對暈核6He+12C彈性散射的全集團描述,并開發(fā)出了一套總反應截面半微觀模型。
馬國揚[4]（2019）在《相對論重離子碰撞中大橫動量粒子的產生》文中研究說明在美國布魯克海文國家實驗室的相對論重離子對撞機（RHIC）和歐洲核子中心的大型強子對撞機（LHC）進行的超相對論重離子對撞實驗中,我們能夠在極小的區(qū)域內沉積極高的能量,創(chuàng)造出的極端高溫、高密的環(huán)境,從而將原本禁閉在強子束縛態(tài)的夸克和膠子解禁閉,進而產生出一種全新的物質形態(tài)——夸克膠子等離子體（QGP）。夸克膠子等離子體存在很短時間,在其形成之后便會開始膨脹,并在演化過程中逐步地冷卻,部分子最終又會重新回歸禁閉狀態(tài),強子化變成末態(tài)可觀測到的強子。為了探究該短暫存在的物質形態(tài)的形成過程和物態(tài)性質,不同的QGP信號、探針過去二十多年里被提出并得到了廣泛且深入地研究,其中噴注淬火效應被認為是一種重要的研究夸克膠子等離子體的探針。噴注淬火又被稱為部分子能量損失過程,它描述了初始硬散射過程中產生的高能部分子在穿越夸克膠子等離子體時,會與該熱密介質發(fā)生相互作用,從而損失其部分初始能量的現(xiàn)象。實驗上我們則可觀測到高能重離子碰撞中單舉強子的歸一化高橫動量譜會低于在核子核子碰撞中的產額、雙強子（噴注）和規(guī)范波色子標記噴注的橫動量不對稱性、噴注子結構的差異等現(xiàn)象。隨著高能對撞實驗的質心能不斷地提升,噴注淬火效應作為一種重要的QGP探針得到實驗、理論以及唯像上越來越多的關注。在本文研究中,我們將使用一套基于次領頭階微擾量子色動力學（NLO pQCD）的部分子模型的方法來研究高能重離子碰撞中噴注淬火效應及相關問題。大橫動量強子因其主要來源于硬散射過程中末態(tài)部分子的碎裂過程,能夠很好地應用微擾QCD理論進行描述,其中π介子作為末態(tài)產額最豐富的強子,是高能重離子碰撞研究中最早亦是最廣泛的觀測量,RHIC實驗中所觀測到的大橫動量π0介子在核-核碰撞中的壓低現(xiàn)象是最早證實QGP存在的信號。我們采用了基于pQCD理論的部分子模型研究了質子-質子碰撞中次領頭階下單舉領頭強子產額、隔離光子產額以及隔離光子標記的整體噴注產額。在本文中,我們在國際上首次分別在RHIC下200GeV和LHC下2760GeV計算了兩類新介子ω和K0s以及一個重子Λ的產生,其中通過對初始標度下不同單舉強子的碎裂函數(shù)按DGLAP方程演化得到不同標度下的碎裂函數(shù),并與部分子分布函數(shù)和部分子硬散射截面卷積得到質子-質子碰撞中的產生截面。我們分別討論了RHIC和LHC能級下不同單舉強子的散射截面,系統(tǒng)驗證了pQCD理論的有效性,并為研究不同強子的碎裂過程奠定了基礎。引入噴注淬火效應時,我們采用的是多重散射模型的高扭度方法。在該框架描述中,一個快速部分子與QCD介質相互作用,發(fā)生多重散射并由介質誘發(fā)的膠子輻射從而損失能量,這樣的多重散射與碰撞的扭度-4過程有關,并能夠給出真空部分子碎裂函數(shù)（FFs）在介質中的次領頭階有效碎裂函數(shù)（mmFFs）,運用pQCD因子定理,得到核-核碰撞中單舉強子的產額,給我們研究強子的不同碎裂模式提供了契機。為了更好地描述QGP火球的演化過程,我們將原模型中的3+1維理想流體力學模型Hirano替換成逐事例（event-by-event）2+1維粘滯流體力學模型VISHNU,并系統(tǒng)地計算了六類介子π0、p0、η ω和K0s在Au+Au 200 GeV和Pb+Pb 2760 GeV下核修正因子RAA,并通過與實驗數(shù)據(jù)點進行x2擬合相應抽離出描述部分子和熱密介質相互作用強度量——噴注輸運參數(shù)q0的最優(yōu)取值范圍（RHIC:q0=0.5（+0.15/-0.05）GeV2/fm和 LHC:q0 = 1.2（+0.25/-0.15）GeV2/fm）。這也是第一次同時考慮不同種類介子的RAA來抽離噴注輸運參數(shù)q0的最優(yōu)取值范圍,以后隨著實驗的精度進一步提高,各類末態(tài)粒子的實驗數(shù)據(jù)更為豐富,能夠極大地提高我們計算結果地精度。應用我們提取出地最佳噴注輸運參數(shù)q0,我們進一步比較了ω介子、K0s介子與π0介子在質子-質子、核-核碰撞中的產額比。我們發(fā)現(xiàn)在RHIC能級下大橫動量區(qū)間p+p碰撞下產額比ω/π0比A+A碰撞下產額比ω/π0要更大,并且沒有明顯地重合趨勢,這是因為ω介子主要是由膠子碎裂而來,即便在核-核碰撞中膠子碎裂的占比會因為噴注淬火效應而進一步降低,我們仍然可以看到在ω介子在橫動量pT = 20GeV時的膠子碎裂占比約為60%。而類似情形下π0介子的產生絕大部分都是由夸克碎裂而來,噴注淬火效應則會進一步提高π0介子的夸克碎裂占比。正是因為這兩類介子的部分子碎裂占比間差異,結合噴注淬火效應導致了ω/π 在A+A碰撞中比P+p碰撞中要更為壓低,類似的結果我們在φ/π0的研究中也能得到。在K0s/π0的計算中,我們可以看到其產額比在LHC能級下p+p碰撞和A+A碰撞的結果會明顯重合。我們分析K0s介子的碎裂占比發(fā)現(xiàn)它在大橫動量區(qū)間也是以夸克碎裂為主,并略低于π0介子的夸克碎裂占比,此時K0s/π0的結果主要會取決于各自介子的夸克碎裂函數(shù)（DqKs0（zh,Q2））與（Dqπ0（zh,Q2））的比值。由于部分子會在穿越QGP時損失能量,所以在核-核碰撞中K0s/π0的計算結果可以看作真空下夸克碎裂函數(shù)比值經由pT移動得到,加之我們發(fā)現(xiàn)夸克碎裂函數(shù)在大標度下Q= PT隨zh和pT的變化不大,所以A+A碰撞下大橫動量區(qū)間K0s/π0會與p+p碰撞下的結果相接近,類似的結果我們在p0/π0和η/π的研究中也能得到。在重子介子產額比(P+p/（π+π-）和（Λ+Λ）/2KS0計算中,我們發(fā)現(xiàn)其奇異性一方面是由于末態(tài)強子碎裂過程不同導致,另一方面是由于介質演化過程或粒子流引起。在相對論重離子碰撞中,初態(tài)冷核物質效應（CNM effects）是指由原子核引起地對高能碰撞過程的核修正效應,顯然它也會對重離子實驗中測量的QGP信號產生影響,在本文中我們也研究了冷核物質效應對核修正因子的貢獻,一方面加深對CNM效應的理論認識,另一方面也是作為研究熱核介質效應的比較基準。引入初態(tài)冷核物質效應一個主流方法是在自由核子分布函數(shù)（PDFs）上乘上參數(shù)化因子得到核中部分子分布函數(shù)（nPDFs）,但由于非微擾效應,我們很難從第一性原理出發(fā)得到恰當?shù)膮?shù)化因子或nPDFs,只能通過深度非彈（DIS）過程、Drell-Yan過程以及質子-核碰撞等實驗數(shù)據(jù)擬合得到。目前不同參數(shù)化形式的nPDFs表現(xiàn)出的差異性十分明顯,因此還需要更多的實驗結果以及相應的理論來更好地約束冷核物質效應的可能參數(shù)化形式。規(guī)范波色子標記的噴注一直都是實驗和理論學者們所關注噴注物理的相關熱點,由于它是一個研究CNM效應很好的物理觀測量。因為在領頭階下,規(guī)范波色子與部分子在硬散射過程中是背對背產生,并且規(guī)范波色子或其末態(tài)輕子在穿越夸克膠子等離子時不與熱密介質發(fā)生相互作用,因此其將攜帶全部碰撞初期的信息。這就為我們研究冷核物質效應提供了極佳的探針。在本文中,我們選用的是光子標記的整體噴注,考慮到光子來源較多而我們更關心地是硬散射過程產生的直接光子,需要對碎裂和衰變光子進行背景扣除,我們所采用是與實驗組一致的“隔離截斷”方法,即圍繞著光子方向錐角內伴隨強子的能量總和不高于一定閾值。在次領頭階下隔離光子和隔離光子標記的噴注產額的計算中,可觀測光子（prompt photon）主要來源于兩個機制,一個是直接從硬散射產生的直接光子,另一個是由高能部分子碎裂而來的碎裂光子,隨后我們討論了“隔離截斷”分別對兩類貢獻的影響。由于“隔離截斷”的引入,對于光子產生的末態(tài)相空間會有額外的約束,因此微擾QCD的因子化定理對于隔離光子的產生并非始終成立。在本文中我們從理論上證明了“隔離截斷”滿足一定的要求則可以保證pQCD因子化定理有效。在本文中,我們使用隔離光子和隔離光子標記的整體噴注來研究高能碰撞中的冷核效應,我們分別討論四種不同的核分布函數(shù)參數(shù)化（DSSZ,nCTEQ15,EPPS16,nIMParton16）形式下次領頭階隔離光子以及隔離光子標記的整體噴注在質子-鉛核在8.16TeV下的產額。我們系統(tǒng)闡述了次領頭階隔離光子在特別向前和向后快度區(qū)間下冷核修正因子隨末態(tài)光子橫動量以及快度的依賴關系,并對應討論了在鉛核方向上平均Bjorken變量的變化范圍。結果表明在不同快度區(qū)間的隔離光子的產額可以提供給我們一個有效區(qū)分不同冷核效應的機會,并且也十分直觀地體現(xiàn)出不同nPDFs參數(shù)化形式下冷核效應地差異。我們同時也計算了隔離光子的向前向后產額不對稱度,與冷核修正因子的結論一致。受雙噴注相關研究啟發(fā),我們報告了隔離光子標記的整體噴注的冷核修正因子在特定隔離光子和噴注平均橫動量區(qū)間下隨隔離光子和噴注平均快度的變化。同時我們也發(fā)現(xiàn)不同的隔離光子和噴注平均橫動量區(qū)間各nPDFs參數(shù)化形式給出的冷核修正因子有著顯著差異,實驗上亦可以計算同樣的物理量,為nPDFs的參數(shù)化形式提供更多的限制。同時我們還計算并比較了pPb和pp碰撞中在入射核方向上平均Bjorken變量與在靶核方向上平均Bjorken變量比值,發(fā)現(xiàn)幾乎沒有任何變化,說明冷核效應對于入射核和靶核的影響是等同的,并未引起不平衡性分布。本文中我們還討論了蒙特卡洛方法及其在高能核物理領域的一些應用,并簡述了用于研究質子-質子碰撞的蒙特卡洛事例產生器PYTHIA的框架與主要物理內涵。隨后我們又介紹了用于研究重離子碰撞蒙特卡洛事例產生器HIJING以及將其由FORTRAN版本升級成為C++版本過程中的相關工作,因為HIJING是架構在FORTRAN語言下的PYTHIA6核子核子碰撞模型上以研究高能重離子碰撞過程的模型,我們升級的工作重心就是如何實現(xiàn)在C++語言下的PYTHIA8模型上構建以研究高能重離子碰撞過程的HIJING++模型。我們首先深入了解、分析、比較并總結了PYTHIA6和PYTHIA8兩個不同版本模型處理核子核子碰撞過程的異同,對于兩者有差異的地方,在HIJING++模型內做出相應地修改與標注,如PYTHIA8中設置以及讀取初始參量的方式。我們還對HIJING模型進行了模塊化分析,按功能提取并定義出不同類,如Hij Physics類,更進一步將它們嫁接到PYTHIA8的程序框架內并重新封裝成Hijing類,并設計、提供與用戶交互的接口函數(shù)。在升級過程中,我們還對HIJING++的功能以及理論框架做出部分改良,如替換新的隨機數(shù)種子產生器,新的偽隨機數(shù)序列有著更好的獨立性或不相干性;更豐富、靈活的數(shù)學計算相關庫的接口函數(shù);引入核遮蔽效應的標度依賴關系以更貼合實際物理過程等。最后我們給出了beta版HIJING++并行計算下效率提升的表現(xiàn)以及部分計算結果并與實驗數(shù)據(jù)進行比較。
李慧[5]（2018）在《相對論重離子碰撞中的整體極化效應》文中指出量子色動力學（QCD）是描述強相互作用的基本理論,在低能標下,色禁閉使夸克和膠子總是束縛在強子中。通過相對論重離子碰撞,可以使核物質發(fā)生解禁閉相變,得到解禁閉的夸克膠子等離子體（QGP）,這對理解強相互作用性質以及宇宙早期演化有重要意義。目前運行的重離子碰撞實驗裝置主要包括位于布魯克海文國家實驗室（BNL）的相對論重離子對撞機（RHIC）和位于歐洲核子中心（CERN）的大型強子對撞機（LHC）。高能重離子碰撞同時也能產生強磁場和巨大的軌道角動量,隨后會產生局域的流體渦旋。這些極端的磁場和渦旋場與微觀量子輸運結合可以誘導出許多量子反常輸運現(xiàn)象,比如手征磁效應（CME）及手征渦旋效應（CVE）等。手征磁效應是指在左右手費米子數(shù)目不相等的情況下,沿著磁場方向產生電流的一種量子反常輸運現(xiàn)象。Kharzeev、Mclerran和Warringa從理論上提出,在解禁閉相變和強磁場下,存在局部的手征荷漲落,帶正電的左右手費米子分別逆著或順著磁場方向運動從而產生電流。在凝聚態(tài)物理系統(tǒng)（狄拉克或外爾半金屬）里,已經觀測到手征磁效應。在重離子碰撞實驗中可以通過測量帶電粒子相對于反應面的角關聯(lián)來研究CME引起的電荷分離效應。但是由于很難區(qū)分其他機制與CME效應的貢獻,實驗上確認手征磁效應的存在是有挑戰(zhàn)性的,尋找CME的信號一直是當前的實驗熱點之一。與此同時,如何精確描述磁場隨時間的演化是一個難題。本論文的第一個工作主要關注重離子碰撞中磁場的產生與演化。理論上估計,在RHIC能標下,相對論重離子碰撞初始時刻產生的磁場強度可以達到1018 Gauss,在LHC碰撞能量下則更強。利用李納-維謝爾勢或者直接求解麥克斯韋方程組,人們能夠計算電磁場在真空中的分布以及時間演化,結果表明重離子碰撞產生的電磁場隨著系統(tǒng)的演化會迅速衰減。但是QGP具有好的導電性,QGP的電導率對電磁場的演化會產生影響。與此同時,手征磁效應的存在對磁場演化的影響是我們關心的另外一個問題。本論文的工作采用格林函數(shù)方法計算了電導率和手征電導率同時存在時電磁場的時空演化。給出粒子在介質中飛行時產生的電磁場的解析形式。并采用蒙卡Glauber模型計算了重離子碰撞中電磁場的時空演化。數(shù)值結果表明:（1）真空中磁場在不到1fm/c內會衰減幾個量級,而QGP的電導性使磁場衰減變慢。（2）手征電導率的存在會導致非零的徑向磁場,從而導致磁場的空間分布不對稱。這些研究為實驗上尋找磁場相關的反常輸運現(xiàn)象提供了理論依據(jù)。本論文的第二個工作關心重離子碰撞中渦旋場對整體極化的影響。我們知道手征反常輸運現(xiàn)象的本質是手征費米子在外磁場或渦旋場中的極化導致左右手的費米子分別逆著或順著磁場或渦旋方向運動?？淇宋镔|的極化最終會在QGP演化的末態(tài)強子中觀測到。研究相對論重離子碰撞中的整體極化效應對我們理解磁場及渦旋場的性質以及進一步研究手征磁效應和相關的反常輸運現(xiàn)象有重要的意義。理論上,梁作堂和王新年最早提出非對心的重離子碰撞會導致一種整體極化效應。所謂整體極化是指碰撞中產生的初始角動量會以局域流體渦旋的形式傳到火球,通過自旋-軌道耦合或自旋-渦旋耦合導致夸克物質極化,最終導致末態(tài)強子沿著角動量方向極化。實驗上,整體極化效應可以通過Λ → p + π-的弱衰變過程進行測量。STAR利用Λ衰變產生的質子沿著Λ超子的自旋方向飛出的特性,通過測量質子動量的角分布測量了 Λ超子的整體極化,并且在RHIC能量掃描的較低碰撞能量區(qū)觀測到明顯的整體極化效應。本論文介紹利用統(tǒng)計力學方法在非相對論和相對論情形下分別計算自旋為1/2的費米子在渦旋場中的極化矢量的方法。并在這個理論基礎上,采用多相輸運模型（AMPT）對重離子碰撞中的熱渦旋分布、速度場分布和溫度場分布進行了模擬,定量計算了重離子碰撞中末態(tài)超子的整體極化,得到了與實驗測量符合得很好的數(shù)值結果。我們進一步給出了超子整體極化隨碰撞能量依賴的解釋,理解了流體渦旋的結構以及實驗上觀測的整體極化行為。
焦磊[6]（2017）在《17C的實驗研究》文中研究表明近幾十年來,暈核的研究一直是核物理領域的研究熱點之一。尤其是加速器技術的不斷發(fā)展,這為人類進一步深入研究暈核提供了可靠的實驗手段。通常暈核具有一些奇異的特性:拓展的空間分布、價核子分離能小、大的相互作用截面或反應總截面以及破裂碎片具有窄的動量分布。因此測量反應總截面σR或相互作用截面σI是研究豐中子核或豐質子核是否具有奇異結構的有效方法。早期Tanihata等人就是通過此方法發(fā)現(xiàn)了11Li的中子暈結構。C同位素鏈中是否存在暈結構一直以來都受到了廣泛的關注,目前針對C同位素鏈已做了大量的研究工作[13-20],已確認具有暈結構的只有中子暈核15C和19C,它們的單中子分離能都很小,而研究表明:價核子分離能小是形成暈結構的一個必要條件。與15C和19C相類似,17C的單中子分離能也很小,只有0.727MeV;而雙中子分離能很大,為4.977Me V。這表明其最后一個中子是非常弱束縛的,因此我們懷疑17C很可能也存在暈結構。但A.Ozawa[12]等人在FRS上測量了能量為950Me V/u的12-20C在12C靶上的相互作用截面的數(shù)據(jù)顯示,17C的相互作用截面并沒有比相鄰的16C和18C大,但這并不能說明17C不存在暈結構,因為核子與核子之間的相互作用截面是隨著能量減小而增大的,中低能區(qū)域的反應總截面對核最外圍處的密度分布更加敏感,因此中低能區(qū)域內的實驗數(shù)據(jù)更具有說服力。而目前在中低能區(qū)域,17C的反應總截面或相互作用截面的實驗數(shù)據(jù)又十分稀少,因此必須積累更多的中低能區(qū)域的實驗數(shù)據(jù),這也是本次工作的最大動機?；谶@一動機,我們在蘭州近代物理研究所的放射性束流線RIBLL上,利用束流透射法測量了能量為44MeV/u的17C在12C靶上的反應總截面σR,并對實驗數(shù)據(jù)進行了理論分析:與KOX的計算結果進行了對比、并結合了有限力程的Glauber模型,采用多種不同的密度分布形式擬合了當前的實驗數(shù)據(jù)。理論分析結果顯示:本次得到的實驗數(shù)據(jù)與KOX計算結果偏差較大。采用單純的HO密度分布代入Glauber模型中計算并不能很好的擬合本次的實驗數(shù)據(jù),但給17C的密度分布引入一個尾巴后,即采用HO+Yukawa tail密度分布后代入Glauber模型中計算得到的激發(fā)函數(shù)曲線能夠和本次的數(shù)據(jù)很好的符合,這表明17C很可能具有拓寬的密度分布。
任培培[7]（2017）在《測量碳同位素與C靶反應總截面來確定其中子密度分布》文中進行了進一步梳理原子核的半徑和密度分布是原子核非常重要的基本特性。原子核半徑以及密度分布對于理解原子核的內部結構以及驗證描述原子核的理論模型都具有非常重要的意義。對原子核均方根半徑的研究可以有效地促進手征核子-核子相互作用和三體核力、奇偶效應相關理論、平均場理論以及動力學模型等的研究。精確測量原子核的半徑以及密度分布,特別是豐中子原子核的中子密度分布,不僅可以為確定中子皮和中子暈結構提供有力的實驗證據(jù),還可以為原子核性質及核物質狀態(tài)方程提供可靠的實驗數(shù)據(jù)。實驗上通過對反應總截面（σR）、相互作用截面（σI）和電荷改變截面（σcc）的測量,結合理論計算來提取核半徑與核密度分布。由于高能區(qū)的反應總截面對核的均方根半徑敏感,而中低能區(qū)的反應總截面對核的稀薄外層的結構信息更加敏感,因而要確定豐中子核素中子密度分布需要精確測量其低能區(qū)的反應總截面。目前測量核反應總截面與核相互作用截面的常用方法有束流透射法（也叫束流衰減法）、彈性散射角分布測量法、Si堆棧望遠鏡法和4π-γ符合法?，F(xiàn)有的碳同位素與C靶反應總截面實驗數(shù)據(jù)點主要集中在高能區(qū),較少的中低能區(qū)的數(shù)據(jù)也由于誤差較大,提取的中子密度分布仍有很大的不確定性。本論文實驗是和Tanihata研究小組合作,在日本大阪大學核物理研究中心的EN course終端完成的。實驗中利用EN course產生了45MeV/nucleon的9-12Be、8,10-15B和10-18C核素用來轟擊12C靶,利用束流穿透法測量了9-12Be、8,10-15B和10-18C在C靶上的反應總截面。本論文從實驗上得到了10-17C的反應總截面,并結合現(xiàn)有的C同位素反應總截面實驗數(shù)據(jù),利用Glauber模型提取了這些同位素的中子密度分布。本論文實驗中,反應靶前利用ΔE-TOF-Bρ方法對入射粒子進行鑒別,在反應靶后利用多重采用電離室（MUSIC）和NaI（Tl）探測器組成ΔE-E望遠鏡探測系統(tǒng),用來探測并鑒別靶后的粒子。通過數(shù)據(jù)分析得到10-17C與12C靶的反應總截面分別為1073±19 mb,1107±13 mb（37MeV/nucleon）,1137±14 mb,1258±63 mb,1242±20 mb,1603±72 mb,1284±32 mb和1317±21 mb。在Glauber模型計算中,根據(jù)已知的12C密度分布確定了模型中相互作用范圍參數(shù)r0隨入射能量的變化關系。其他C同位素的中子密度分布則根據(jù)該核素不同入射能量的反應總截面得到,它們的中子和物質的均方根半徑由提取的密度分布計算所得。
桂朝覲[8]（2016）在《16C反應總截面和去中子截面的研究》文中研究說明近20多年來,隨著加速器技術和粒子探測技術快速的發(fā)展、實驗手段的進步和理論研究的深入,人們對原子核結構有了新的認識,暈核結構就是其中之一。對于豐中子奇異核,從反應總截面和去中子截面中可以獲得有關核反應、核結構和核內核子密度分布的信息。研究指出,具有奇異暈核結構的原子核與穩(wěn)定核相比有一個典型的物理現(xiàn)象就是反應總截面的增大,同時價核子分離能小也是形成暈結構的必要條件。暈核核芯窄的動量分布可以用量子力學不確定原理加以解釋,窄的動量分布正好對應寬的位置分布,這剛好是暈結構的基本特征。通過實驗測量核反應總截面、去中子截面和碎片動量分布寬度等物理量,從中可以獲得有關價核子分布的更精確的信息,從而可以更進一步確認是否具有暈結構。本文著眼于豐中子滴線核16C的暈結構,通過實驗測量其反應總截面和去中子截面,從中提取核子密度分布信息進而研究16C是否具有暈結構。實驗在蘭州重離子放射性束流線（RIBLL）上進行,用38 MeV/u的16C次級束轟擊12C靶發(fā)生核反應,靶前放置3塊平行板雪崩位置靈敏探測器（PPAC）用于測量入射粒子位置,靶后由一套△E-E望遠鏡探測器對反應碎片進行鑒別和完全運動學測量。該望遠鏡由一塊每個面為16條的雙面硅微條粒子探測器（DSSD）和8×8CsI（Tl）探測器陣列組成,可以測量和鑒別16C在12C靶上發(fā)生核反應產生的碎片粒子的能量和位置。對獲取系統(tǒng)記錄的實驗數(shù)據(jù)進行處理分析可得出16C的反應總截面和去單雙中子截面。實驗數(shù)據(jù)利用有限力程修正的Glauber模型擬合分析,理論計算值在中、高能區(qū)與實驗值符合得很好,而在低能區(qū)實驗值略高于理論計算值。假設16C為芯核加價中子密度分布形式,并且價中子主要處于（2s1/2）2軌道上,提取16C的相應密度分布參數(shù)進行擬合計算得出理論值與實驗值在低能區(qū)能夠很好的符合。本實驗在能量為38 MeV/u下測得16C核反應截面和去中子截面,在此能量下理論分析結果與實驗測量結果符合得很好。
何春樂,張東海[9]（2015）在《密度分布對Glauber模型計算參與者數(shù)的影響》文中研究表明本文計算了核子數(shù)密度在平均分布和Wood-Saxon分布兩種分布下Au-Au、d-Au核碰撞時的參與者數(shù).并與其他文獻的結果進行了比較,發(fā)現(xiàn)平均分布的結果略小于Wood-Saxon,也小于Phenix的結果.
韓瑞[10]（2015）在《ADS散裂靶相關鎢球顆粒與鎵中子核數(shù)據(jù)基準檢驗》文中指出加速器驅動的次臨界系統(tǒng)（ADS）被認為是具有發(fā)展前景的安全潔凈核能系統(tǒng),可以實現(xiàn)核廢料嬗變及核燃料增殖,有效提高核資源的利用率。ADS散裂靶的設計需要精確、可靠的基礎核數(shù)據(jù)支撐。中科院ADS研究團隊提出以鎢基合金小球顆粒為材料的新型流化固體顆粒散裂靶。鎢球顆粒的中子核數(shù)據(jù)是散裂靶設計所必須的重要核數(shù)據(jù)。鎵可作為液態(tài)金屬冷卻劑的候選材料,在核能工程、國防及核天體物理研究中有重要應用。本論文的研究工作對于填補數(shù)據(jù)空白、檢驗中子評價數(shù)據(jù)庫及相關核反應理論模型有重要意義,對于散裂靶的設計具有重要的實用價值。本論文基于中國原子能科學研究院300 k V高壓倍加器上的核數(shù)據(jù)宏觀基準檢驗裝置,對鎢球顆粒和鎵樣品開展了中子核數(shù)據(jù)宏觀基準實驗。利用BC501A液體閃爍體探測器,采用飛行時間技術,精確測量了氘-氚中子源產生的中子與鎢球顆粒靶（容器尺寸10 cm×10 cm×7.2 cm,小球直徑1 mm）及鎵靶（尺寸Φ13 cm×6.4 cm,Φ13 cm×3.2 cm）相互作用后60°和120°方向的泄漏中子譜。采用MCNP模擬計算與實驗數(shù)據(jù)進行對比,對國際中子評價數(shù)據(jù)庫（ENDF/BVII.0、JENDL4.0、CENDL3.1和JEFF3.1等）進行檢驗,并對中子在鎢球顆粒靶中的輸運行為進行了詳細研究。對于鎢球顆粒靶泄漏中子譜的分析表明,采用ENDF/BVII.0和JEFF3.1評價數(shù)據(jù)庫的模擬結果與實驗數(shù)據(jù)符合更好。利用MCNP模擬計算,研究了中子在鎢球顆粒靶中的輸運行為,考慮鎢球顆粒的五種不同排列分布結構（FCC、BCC、CHPOP、SC和等效塊狀結構）分別對泄漏中子譜的影響,結果表明泄漏中子譜的分布主要取決于鎢球顆粒的填充率;在固定填充率下,不同鎢球顆粒的分布結構對泄漏中子譜的影響很小。鎵的泄漏中子譜實驗測量觀測到在En=10-13 Me V左右出現(xiàn)了非彈性散射峰,而采用ENDF/BVII.0、JENDL4.0和CENDL3.1等評價數(shù)據(jù)庫的MCNP模擬結果均不能重現(xiàn)該實驗數(shù)據(jù),其它能段模擬結果和實驗數(shù)據(jù)較好符合。進一步采用TALYS程序進行研究,計算考慮了核反應中的直接反應、預平衡反應及復合核反應等三個過程,合理再現(xiàn)了整個能區(qū)的實驗數(shù)據(jù),特別是非彈性散射峰也能夠很好符合。論文還采用TALYS程序、INCL模型和GLAUBER模型對鎢和鎵等相關核素的中子、質子數(shù)據(jù)進行了理論計算,驗證了各種核理論模型的可靠性。
二、密度分布形式對Glauber模型計算σ_R的影響（論文開題報告）
（1）論文研究背景及目的
此處內容要求：
首先簡單簡介論文所研究問題的基本概念和背景，再而簡單明了地指出論文所要研究解決的具體問題，并提出你的論文準備的觀點或解決方法。
寫法范例：
本文主要提出一款精簡64位RISC處理器存儲管理單元結構并詳細分析其設計過程。在該MMU結構中,TLB采用叁個分離的TLB,TLB采用基于內容查找的相聯(lián)存儲器并行查找,支持粗粒度為64KB和細粒度為4KB兩種頁面大小,采用多級分層頁表結構映射地址空間,并詳細論述了四級頁表轉換過程,TLB結構組織等。該MMU結構將作為該處理器存儲系統(tǒng)實現(xiàn)的一個重要組成部分。
（2）本文研究方法
調查法：該方法是有目的、有系統(tǒng)的搜集有關研究對象的具體信息。
觀察法：用自己的感官和輔助工具直接觀察研究對象從而得到有關信息。
實驗法：通過主支變革、控制研究對象來發(fā)現(xiàn)與確認事物間的因果關系。
文獻研究法：通過調查文獻來獲得資料，從而全面的、正確的了解掌握研究方法。
實證研究法：依據(jù)現(xiàn)有的科學理論和實踐的需要提出設計。
定性分析法：對研究對象進行“質”的方面的研究，這個方法需要計算的數(shù)據(jù)較少。
定量分析法：通過具體的數(shù)字，使人們對研究對象的認識進一步精確化。
跨學科研究法：運用多學科的理論、方法和成果從整體上對某一課題進行研究。
功能分析法：這是社會科學用來分析社會現(xiàn)象的一種方法，從某一功能出發(fā)研究多個方面的影響。
模擬法：通過創(chuàng)設一個與原型相似的模型來間接研究原型某種特性的一種形容方法。
三、密度分布形式對Glauber模型計算σ_R的影響（論文提綱范文）
（1）高能重離子碰撞中的自旋極化效應與高維度數(shù)值積分研究（論文提綱范文）
| 摘要 |
| ABSTRACT |
| 符號說明 |
| 第1章 緒論 |
| 1.1 粒子物理標準模型簡介 |
| 1.2 相對論性重離子碰撞與夸克膠子等離子體 |
| 1.3 高能重離子碰撞實驗簡介 |
| 1.4 GPU計算在高能重離子碰撞研究中的應用 |
| 1.4.1 相對論重離子碰撞研究中的計算機算力需求 |
| 1.4.2 基于GPU的高性能計算 |
| 1.5 兩個基于GPU計算的高能物理課題 |
| 1.5.1 基于GPU的相對論性重離子碰撞過程中自旋極化效應的研究 |
| 1.5.2 基于GPU的高能物理中高維度積分的數(shù)值求解 |
| 1.6 論文結構 |
| 第2章 高能重離子碰撞中的自旋極化效應 |
| 2.1 自旋極化效應研究的背景 |
| 2.1.1 自旋與渦旋 |
| 2.1.2 自旋-軌道耦合與自旋-渦旋耦合 |
| 2.1.3 高能重離子碰撞中的整體自旋極化效應 |
| 2.1.4 高能重離子碰撞中的局域自旋極化效應 |
| 2.2 自旋極化效應的實驗測量 |
| 2.2.1 STAR實驗介紹 |
| 2.2.2 STAR實驗上關于整體自旋極化效應的測量 |
| 2.2.3 STAR實驗上關于局域自旋極化效應的測量結果 |
| 2.3 研究自旋極化效應的理論模型 |
| 2.3.1 整體自旋極化效應模型 |
| 2.3.2 研究局部自旋極化效應的模型 |
| 2.4 局部自旋極化效應中的方位角依賴問題 |
| 2.4.1 橫向極化中的方位角依賴問題 |
| 2.4.2 縱向極化的整體符號問題 |
| 2.4.3 關于符號問題可能的理論解釋 |
| 第3章 基于3+1維流體程序CLVisc的自旋極化效應研究 |
| 3.1 關于自旋化學勢的討論 |
| 3.1.1 自旋化學勢的構造 |
| 3.1.2 4種自旋化學勢的形式及物理意義 |
| 3.1.3 自旋極化率公式的重新構造 |
| 3.2 基于GPU的相對論流體力學模擬程序CLVisc介紹 |
| 3.2.1 二階相對論性流體力學框架簡介 |
| 3.2.2 CLVisc的程序實現(xiàn) |
| 3.3 CLVisc模擬中碰撞初始條件的設定 |
| 3.3.1 碰撞參考系的選擇 |
| 3.3.2 兩種碰撞初始化條件 |
| 3.4 AuAu碰撞過程的模擬結果 |
| 3.4.1 光學Glauber初始化條件下的局部自旋極化率 |
| 3.4.2 AMPT初始化條件下的局部自旋極化率 |
| 3.4.3 一種特殊的加權平均方式下的縱向自旋極化率 |
| 3.5 PbPb碰撞過程的模擬結果 |
| 3.5.1 鉛核鉛核碰撞系統(tǒng)橫向自旋極化率 |
| 3.5.2 鉛核鉛核碰撞系統(tǒng)縱向自旋極化率 |
| 3.6 關于局部自旋極化模擬結果的討論 |
| 3.6.1 四種渦旋張量模擬結果的分析與討論 |
| 3.6.2 局部自旋極化模擬結果總結 |
| 第4章 基于GPU的高能物理中高維度積分的數(shù)值求解 |
| 4.1 高能物理中的高維度積分簡介 |
| 4.1.1 高能物理中常見的高維積分 |
| 4.1.2 高能物理中常用的數(shù)值積分工具 |
| 4.2 高維度積分的數(shù)值求解方案 |
| 4.2.1 蒙特卡洛方法簡介 |
| 4.2.2 VEGAS的數(shù)值積分求解策略 |
| 4.2.3 一種數(shù)值求解高維積分的算法:ZMCintegral |
| 4.3 基于GPU的分層抽樣與啟發(fā)式樹搜索算法 |
| 4.3.1 分層抽樣與啟發(fā)式樹搜索算法 |
| 4.3.2 針對GPU的內存和線程單元數(shù)的優(yōu)化 |
| 4.3.3 積分超參數(shù)的設置技巧 |
| 4.4 積分程序包ZMCintegral |
| 4.4.1 ZMCintegral的積分性能測試 |
| 4.4.2 關于ZMCintegral積分性能的總結與討論 |
| 4.5 高維度積分數(shù)值求解策略與方法總結 |
| 第5章 基于GPU的參數(shù)空間搜索策略 |
| 5.1 參數(shù)空間搜索簡介 |
| 5.2 ZMCintegral-v5的參數(shù)空間搜索策略 |
| 5.3 ZMCintegral-v5的參數(shù)空間搜索性能測試 |
| 5.3.1 單節(jié)點測試 |
| 5.3.2 多節(jié)點測試 |
| 5.4 總結與討論 |
| 第6章 總結與展望 |
| 6.1 總結 |
| 6.1.1 相對論重離子碰撞中的局部自旋極化 |
| 6.1.2 高能物理中高維積分的數(shù)值求解 |
| 6.2 展望 |
| 參考文獻 |
| 附錄A N-R版本的ZMCintegral部分源代碼示例 |
| 致謝 |
| 在讀期間發(fā)表的學術論文與取得的研究成果 |
（2）11Be+208Pb彈性散射和破裂反應實驗研究（論文提綱范文）
| 摘要 |
| Abstract |
| 第一章 緒論 |
| 1.1 引言 |
| 1.2 放射性束物理 |
| 1.2.1 放射性束的產生 |
| 1.2.2 放射性束物理的發(fā)展 |
| 1.3 彈性散射實驗的研究 |
| 1.3.1 穩(wěn)定核的彈性散射實驗 |
| 1.3.2 弱束縛核的彈性散射實驗 |
| 1.4 論文工作的意義與內容 |
| 第二章 Be同位素的研究進展 |
| 2.1 ~7Be的研究現(xiàn)狀 |
| 2.1.1 ~7Be的彈性散射 |
| 2.1.2 ~7Be的破裂反應 |
| 2.1.3 ~7Be的熔合反應 |
| 2.2 ~9Be的研究現(xiàn)狀 |
| 2.2.1 ~9Be的彈性散射 |
| 2.2.2 ~9Be的破裂反應 |
| 2.2.3 ~9Be的熔合反應 |
| 2.3 ~(10)Be的研究現(xiàn)狀 |
| 2.3.1 ~(10)Be的彈性散射 |
| 2.3.2 ~(10)Be的破裂反應 |
| 2.3.3 ~(10)Be的熔合反應 |
| 2.4 ~(11)Be的研究現(xiàn)狀 |
| 2.4.1 ~(11)Be的彈性散射 |
| 2.4.2 ~(11)Be的破裂反應 |
| 2.4.3 ~(11)Be的熔合反應 |
| 2.5 本章小結 |
| 第三章 實驗設置 |
| 3.1 蘭州放射性束流線(RIBLL-1) |
| 3.2 探測器設置 |
| 3.3 探測器性能 |
| 3.4 電子學設置以及數(shù)據(jù)獲取 |
| 3.4.1 探測器電子學獲取 |
| 3.4.2 電子學調試 |
| 第四章 實驗數(shù)據(jù)分析 |
| 4.1 選取彈性散射事件 |
| 4.1.1 TOF信號的選取 |
| 4.1.2 硅探測器刻度 |
| 4.2 散射角計算 |
| 4.3 彈性散射微分截面 |
| 4.3.1 彈性散射微分截面計算方法 |
| 4.3.2 盧瑟福散射截面計算 |
| 4.3.3 Monte Carlo模擬 |
| 4.4 位置較準 |
| 4.5 實驗數(shù)據(jù)檢驗 |
| 4.6 空靶實驗 |
| 第五章 物理分析與討論 |
| 5.1 ~9Be結果分析與討論 |
| 5.2 ~(10)Be結果分析與討論 |
| 5.2.1 Woods-Saxon勢 |
| 5.2.2 S?o Paulo勢 |
| 5.2.3 X&P勢 |
| 5.2.4 三種勢計算比較 |
| 5.3 ~(11)Be結果分析與討論 |
| 5.3.1 光學模型計算 |
| 5.3.2 CDCC計算 |
| 5.3.3 XCDCC計算 |
| 5.4 本章小結 |
| 第六章 結論與展望 |
| 6.1 結論 |
| 6.2 下一步工作方向 |
| 參考文獻 |
| 在學期間的研究成果 |
| 致謝 |
（3）奇特核的核虹散射研究（論文提綱范文）
| 摘要 |
| abstract |
| 第1章 緒論 |
| 1.1 研究背景和意義 |
| 1.2 核虹散射研究現(xiàn)狀 |
| 1.3 論文的研究內容 |
| 1.3.1 奇特核核虹散射的存在性 |
| 1.3.2 奇特核核虹散射的機制 |
| 1.3.3 奇特核核虹散射伴隨的吸收性 |
| 1.4 論文的組織結構 |
| 第2章 重離子彈性散射理論與模型方法 |
| 2.1 彈性散射的量子圖像 |
| 2.1.1 基本散射理論與模型空間 |
| 2.1.2 光學模型 |
| 2.1.3 耦合道方程 |
| 2.1.4 連續(xù)態(tài)離散化耦合道方法 |
| 2.2 彈性散射的半經典圖像 |
| 2.2.1 偏轉函數(shù) |
| 2.2.2 虹現(xiàn)象 |
| 2.2.3 近邊散射與遠邊散射 |
| 2.3 總反應截面 |
| 2.4 本章小結 |
| 第3章 弱束縛豐中子核~(17)C的核虹散射研究 |
| 3.1 RIBLL1 終端~(17)C在碳靶上的散射實驗 |
| 3.2 粒子鑒別與角分布重構 |
| 3.3 ~(17)C+~(12)C準彈性散射角分布 |
| 3.3.1 ~(17)C與~(12)C之間的光學勢 |
| 3.3.2 非彈性散射貢獻與彈性散射折射特征 |
| 3.3.3 ~(17)C與穩(wěn)定C同位素之間的比較 |
| 3.4 本章小結 |
| 第4章 弱束縛豐質子核~(17)F的核虹散射研究 |
| 4.1 ~(17)F的集團結構 |
| 4.2 ~(17)F+~(12)C的反應模型 |
| 4.2.1 考慮破裂耦合的反應模型 |
| 4.2.2 不考慮耦合道的反應模型 |
| 4.3 ~(17)F+~(12)C彈性散射角分布 |
| 4.3.1 考慮破裂耦合效應的彈性散射角分布 |
| 4.3.2 ~(17)F與~(12)C之間的光學勢 |
| 4.3.3 破裂耦合效應與質子光學勢的選擇 |
| 4.3.4 核虹結構的能量依賴性與16O核芯貢獻 |
| 4.4 本章小結 |
| 第5章 暈核~6He和弱束縛核6Li的核虹散射研究 |
| 5.1 破裂耦合效應 |
| 5.1.1 ~6Li與~6He的集團結構 |
| 5.1.2 ~6Li與~6He的反應模型 |
| 5.1.3 ~6Li在不同靶上的彈性散射 |
| 5.1.4 ~6He在~(58)Ni靶上的彈性散射 |
| 5.2 中能~6He+~(12)C彈性散射中的異常弱吸收現(xiàn)象 |
| 5.2.1 α與~(12)C之間光學勢的能量依賴性 |
| 5.2.2 ~6He與~6Li在~(12)C上彈性散射的全集團描述 |
| 5.3 本章小結 |
| 第6章 奇特核核虹散射的吸收性 |
| 6.1 總反應截面模型的建立 |
| 6.2 ~(12)C體系總反應截面計算 |
| 6.3 Fermi運動效應 |
| 6.4 奇特核總反應截面計算 |
| 6.5 本章小結 |
| 結論 |
| 參考文獻 |
| 攻讀博士學位期間發(fā)表的論文和取得的科研成果 |
| 致謝 |
（4）相對論重離子碰撞中大橫動量粒子的產生（論文提綱范文）
| 摘要 |
| Abstract |
| 第一章 引言 |
| 1.1 相對論重離子碰撞簡介 |
| 1.2 相對論重離子碰撞的時空演化 |
| 1.3 噴注層析以及標記整體噴注研究 |
| 1.4 重離子碰撞中的蒙特卡洛模擬 |
| 1.5 本文提綱 |
| 第二章 質子質子碰撞中大橫動量粒子的產生 |
| 2.1 微擾QCD理論框架下領頭和次領頭階部分子散射截面的計算 |
| 2.2 ω和K_s介子的NLO真空碎裂函數(shù)參數(shù)化 |
| 2.3 質子質子碰撞中大橫動量ω和K_s介子的產生 |
| 2.4 質子質子碰撞中大橫動量隔離光子及其標記整體噴注的產生 |
| 2.5 隔離截斷對于微擾QCD理論適用性影響分析 |
| 2.6 整體噴注重建算法 |
| 2.7 本章小結 |
| 第三章 重離子碰撞中大橫動量單舉強子的產生和噴注淬火效應研究 |
| 3.1 Glauber模型和碰撞核幾何 |
| 3.2 高扭度方法與碎裂函數(shù)的核修正 |
| 3.3 重離子碰撞中熱密介質的流體力學演化 |
| 3.4 熱密介質修正的ω和K_s介子譜壓低數(shù)值結果分析 |
| 3.5 基于多種類介子譜壓低提取核輸運參數(shù) |
| 3.6 重離子碰撞中噴注淬火效應下重子與介子產額比奇異性研究 |
| 3.7 本章小結 |
| 第四章 大橫動量隔離光子及標記整體噴注的核修正研究 |
| 4.1 部分子分布函數(shù)與冷核物質效應 |
| 4.2 冷核物質效應對隔離光子及標記整體噴注產生的影響 |
| 4.3 多種nPDFs參數(shù)化形式對p+A碰撞中隔離光子標記的噴注產生的比較與分析 |
| 4.4 介質修正的隔離光子標記整體噴注的產生和數(shù)值研究 |
| 4.5 本章小結 |
| 第五章 高能重離子碰撞中的蒙特卡洛事例產生器 |
| 5.1 蒙特卡洛方法及其在高能核物理中的應用 |
| 5.2 蒙特卡洛方法事例產生器在核子核子以及重離子碰撞中的應用 |
| 5.3 HIJING++的發(fā)展與應用 |
| 5.4 本章小結 |
| 第六章 總結與展望 |
| 附錄: 破碎SU(3)模型輸入?yún)⒘?/td> |
| 參考文獻 |
| 發(fā)表論文和已完成工作情況 |
| 致謝 |
（5）相對論重離子碰撞中的整體極化效應（論文提綱范文）
| 摘要 |
| ABSTRACT |
| 第1章 引言 |
| 1.1 標準模型簡介 |
| 1.2 夸克膠子等離子體 |
| 1.3 相對論重離子碰撞的時空演化 |
| 1.4 重離子碰撞中的量子反常輸運 |
| 1.4.1 手征反常 |
| 1.4.2 手征磁效應 |
| 1.4.3 手征渦旋效應 |
| 1.4.4 電荷分離效應的實驗觀測 |
| 1.5 自旋及整體極化 |
| 1.6 論文的結構 |
| 第2章 相對論重離子碰撞中的電磁場 |
| 2.1 碰撞初期的電磁場 |
| 2.1.1 重離子碰撞中磁場的估算 |
| 2.1.2 利用Lienard-Wiechert勢求解電磁場 |
| 2.2 電磁場方程 |
| 2.2.1 利用Maxwell方程組求解電磁場 |
| 2.2.2 Maxwell-Chern-Simons方程 |
| 2.3 介質響應對電磁場分布的影響 |
| 2.3.1 電導率存在時的磁場演化 |
| 2.3.2 電導率及手征電導率同時存在時的磁場演化 |
| 2.3.3 電導率及手征電導率同時存在時的電場演化 |
| 2.4 點粒子產生的電磁場在手征介質中的演化 |
| 2.5 本章小結 |
| 第3章 電磁場演化與分布的數(shù)值結果 |
| 3.1 Glauber模型 |
| 3.1.1 光學Glauber |
| 3.1.2 蒙卡Glauber |
| 3.2 重離子碰撞中磁場的計算 |
| 3.3 結果與討論 |
| 3.3.1 碰撞早期磁場的演化 |
| 3.3.2 電導率對磁場演化的影響 |
| 3.3.3 電導率及手征電導率對磁場演化的影響 |
| 3.3.4 電導率及手征電導率對磁場空間分布的影響 |
| 3.4 本章小結 |
| 第4章 相對論重離子碰撞中的極化效應 |
| 4.1 非相對論情形渦旋對極化的影響 |
| 4.1.1 系綜和密度矩陣 |
| 4.1.2 非相對論流體粒子平均自旋[S] |
| 4.2 相對論流體中渦旋對粒子極化的影響 |
| 4.2.1 Wigner函數(shù)的介紹 |
| 4.2.2 宏觀流的Wigner函數(shù)展開 |
| 4.3 費米子的極化 |
| 4.3.1 軌道部分J_(OAM)~(ρμν) |
| 4.3.2 自旋部分S~(ρμν) |
| 4.3.3 費米子的平均自旋矢量 |
| 4.4 整體極化效應 |
| 第5章 AMPT模型計算A超子整體極化 |
| 5.1 多相輸運模型 |
| 5.2 總軌道角動量 |
| 5.2.1 總角動量的理論計算 |
| 5.2.2 總角動量的數(shù)值計算 |
| 5.3 速度場和渦旋場 |
| 5.3.1 速度場的定義 |
| 5.3.2 渦旋場的定義 |
| 5.4 AMPT計算的場分布 |
| 5.4.1 速度場的分布 |
| 5.4.2 溫度場的分布 |
| 5.4.3 熱渦旋場的分布 |
| 5.5 整體極化數(shù)值結果 |
| 5.5.1 整體極化的能量掃描 |
| 5.5.2 共振態(tài)衰變的貢獻 |
| 5.6 整體極化的實驗觀測 |
| 5.7 整體極化對能量依賴的討論 |
| 5.8 本章小節(jié) |
| 第6章 總結與展望 |
| 6.1 總結 |
| 6.2 展望 |
| 參考文獻 |
| 附錄A 文中部分公式的推導 |
| A.1 公式(2.59)的推導 |
| A.2 公式W~((0))(x,k) =0的驗證 |
| 致謝 |
| 在讀期間發(fā)表的學術論文與取得的研究成果 |
（6）17C的實驗研究（論文提綱范文）
| 中文摘要 |
| 英文摘要 |
| 1 引言 |
| 1.1 原子核物理的發(fā)展 |
| 1.2 放射性核束物理 |
| 1.3 暈結構的研究 |
| 2 實驗測量核反應總截面的方法及 ~(17)C的研究現(xiàn)狀 |
| 2.1 測量核反應總截面的幾種方法 |
| 2.1.1 束流透射法 |
| 2.1.2 4π?γ 符合法 |
| 2.1.3 直接法 |
| 2.2 ~(17)C的研究現(xiàn)狀 |
| 2.2.1 相互作用截面和反應總截面的測量 |
| 2.2.2 ~(17)C碎裂碎片動量分布的測量 |
| 2.2.3 ~(17)C去中子截面的測量 |
| 2.3 本論文工作的結構及意義 |
| 3 計算核反應總截面的幾種理論模型 |
| 3.1 半經驗KOX公式和Shen公式 |
| 3.2 Glauber模型 |
| 3.3 Skyrme-Hartree-Fock模型 |
| 3.4 BUU方程 |
| 4 實驗裝置和實驗設備 |
| 4.1 蘭州重離子放射性次級束流線(RIBLL)簡介 |
| 4.2 束流調節(jié) |
| 4.3 本次實驗布局 |
| 4.4 探測器的介紹 |
| 4.4.1 平行板雪崩探測器 |
| 4.4.2 時間拾取探測器 |
| 4.4.3 硅探測器 |
| 4.4.4 閃爍體探測器 |
| 4.5 粒子鑒別方法 |
| 4.5.1 飛行時間(TOF:Time of flight)方法 |
| 4.5.2 ΔE-E法 |
| 4.5.3 磁分析法 |
| 4.5.4 三種方法結合 |
| 4.6 探測器信號及獲取系統(tǒng) |
| 5 數(shù)據(jù)分析 |
| 5.1 ROOT簡介 |
| 5.2 粒子鑒別 |
| 5.2.1 靶前粒子鑒別 |
| 5.2.2 靶后粒子鑒別 |
| 5.3 探測器刻度 |
| 5.3.1 TOF以及方硅的刻度 |
| 5.3.2 平行板雪崩探測器PPAC的刻度 |
| 5.3.3 硅微條探測器的刻度 |
| 5.3.4 CsI(Tl)陣列的刻度 |
| 5.4 入射粒子與出射粒子的選擇 |
| 5.4.1 入射粒子的選擇 |
| 5.4.2 出射粒子的選擇 |
| 5.5 誤差分析及實驗結果 |
| 5.6 關于碳同位素鏈相互作用截面 σ_I與反應總截面 σ_R的總結 |
| 6 理論分析 |
| 6.1 與半經驗KOX公式計算結果的比較 |
| 6.2 Glauber模型分析 |
| 6.2.1 雙參數(shù)的Fermi分布 |
| 6.2.2 諧振子HO分布 |
| 6.2.3 HO+Yukawa tail分布 |
| 6.2.4 Skyrme-Hartree-Fock分布 |
| 6.3 小結 |
| 6.4 ~(17)C核物質半徑的提取 |
| 7 全文總結 |
| 致謝 |
| 參考文獻 |
| 附錄 |
| A. 作者在攻讀學位期間發(fā)表的論文目錄 |
（7）測量碳同位素與C靶反應總截面來確定其中子密度分布（論文提綱范文）
| 摘要 |
| ABSTRACT |
| 第一章 引言 |
| 1.1 放射性束物理 |
| 1.2 中子密度分布的研究意義 |
| 1.3 國內外研究現(xiàn)狀 |
| 1.4 測量反應總截面常用的實驗方法 |
| 1.4.1 束流透射法 |
| 1.4.2 4π-γ 符合法 |
| 1.5 實驗上常用的中低能粒子鑒別方法 |
| 1.5.1 ΔE-E方法 |
| 1.5.2 ToF-E方法 |
| 1.5.3 ToF-△E方法 |
| 1.5.4 結合Bρ 的粒子鑒別方法 |
| 1.6 本論文實驗的優(yōu)點 |
| 1.7 本論文的結構 |
| 第二章 理論模型 |
| 2.1 研究中子密度分布常用的理論模型 |
| 2.1.1 反對稱分子動力學模型 |
| 2.1.2 相對論連續(xù)譜Hartree-Bogoliubov(RCHB)理論 |
| 2.1.3 諧振子密度分布 |
| 2.1.4 費米密度分布 |
| 2.2 庫侖修正的Glauber模型 |
| 第三章 實驗概況 |
| 3.1 EN course及~(9-12)Be、~(8,10-15)B和~(10-18)C束流的產生 |
| 3.2 實驗裝置及電子學 |
| 3.2.1 實驗中的探測器介紹 |
| 3.2.1.1 氣體探測器 |
| 3.2.1.2 半導體硅探測器 |
| 3.2.1.3 閃爍體探測器 |
| 3.2.2 實驗中的探測器的電子學 |
| 第四章 碳同位素在C靶上的反應數(shù)據(jù)分析 |
| 4.1 本底去除 |
| 4.2 有靶情況數(shù)據(jù)分析 |
| 4.3 空靶情況數(shù)據(jù)分析 |
| 4.4 探測器接收度及非彈性散射修正因子 |
| 4.5 反應總截面結果 |
| 第五章 實驗結果分析與討論 |
| 5.1 ~(12)C與~(12)C反應總截面的Glauber計算 |
| 5.2 其他C同位素反應總截面的Glauber計算 |
| 第六章 總結 |
| 參考文獻 |
| 個人簡歷 |
| 發(fā)表文章 |
（8）16C反應總截面和去中子截面的研究（論文提綱范文）
| 摘要 |
| Abstract |
| 第一章 緒論 |
| 1.1 原子核物理的發(fā)展 |
| 1.2 暈核的研究 |
| 1.3 Glauber模型 |
| 1.4 本文結構 |
| 第二章 ~(16)C的研究現(xiàn)狀 |
| 2.1 C同位素鏈的研究簡介 |
| 2.2 ~(16)C的研究簡介 |
| 第三章 探測設備及實驗布局 |
| 3.1 次級束流 |
| 3.2 實驗布局及探測器 |
| 3.2.1 實驗布局 |
| 3.2.2 粒子探測設備 |
| 第四章 實驗數(shù)據(jù)處理和物理分析 |
| 4.1 探測器刻度 |
| 4.1.1 平行板雪崩探測器(PPAC)刻度 |
| 4.1.2 硅微條刻度 |
| 4.1.3 CsI(Tl)探測器陣列刻度 |
| 4.2 反應事件挑選 |
| 4.3 實驗結果 |
| 4.3.1 反應總截面和去中子截面的計算方法 |
| 4.3.2 實驗測量結果 |
| 4.4 物理分析 |
| 第五章 總結與展望 |
| 5.1 總結 |
| 5.2 展望 |
| 參考文獻 |
| 致謝 |
| 在讀研究生期間發(fā)表的學術論文與取得的研究成果 |
（9）密度分布對Glauber模型計算參與者數(shù)的影響（論文提綱范文）
| 1 理論描述 |
| 2結果 |
| 3 結論 |
（10）ADS散裂靶相關鎢球顆粒與鎵中子核數(shù)據(jù)基準檢驗（論文提綱范文）
| 摘要 |
| Abstract |
| 第一章 引言 |
| 1.1 概述 |
| 1.2 國際核數(shù)據(jù)研究現(xiàn)狀和需求 |
| 1.2.1 鎢的核數(shù)據(jù)研究現(xiàn)狀 |
| 1.2.2 鎵的核數(shù)據(jù)研究現(xiàn)狀 |
| 1.3 論文的研究內容及意義 |
| 第二章 核數(shù)據(jù)評價及相關模型簡介 |
| 2.1 核數(shù)據(jù)評價 |
| 2.1.1 核數(shù)據(jù)微觀評價 |
| 2.1.2 核數(shù)據(jù)宏觀檢驗 |
| 2.2 相關程序及理論模型介紹 |
| 2.2.1 MCNP程序介紹 |
| 2.2.2 模擬程序GEANT4、GRESP、NEFF和TARGET介紹 |
| 2.2.3 TALYS模型介紹 |
| 2.2.4 核反應模型INCL和GLAUBER模型介紹 |
| 第三章 實驗測量與數(shù)據(jù)處理 |
| 3.1 宏觀基準實驗介紹 |
| 3.1.1 實驗原理及方法 |
| 3.1.2 實驗裝置 |
| 3.1.3 電子學與數(shù)據(jù)獲取系統(tǒng) |
| 3.2 數(shù)據(jù)處理過程 |
| 3.2.1 液閃探測器的能量刻度 |
| 3.2.2 譜儀的TAC刻度 |
| 3.2.3 探測器效率標定 |
| 3.2.4 實驗數(shù)據(jù)處理 |
| 第四章 實驗測量結果與物理分析 |
| 4.1 標準樣品結果與分析 |
| 4.2 鎢球顆粒中子輸運行為的研究 |
| 4.2.1 鎢球顆粒的規(guī)則排列分布結構 |
| 4.2.2 鎢球顆粒的隨機排列分布結構 |
| 4.2.3 鎢球顆粒的中子評價數(shù)據(jù)的基準檢驗 |
| 4.3 鎵樣品結果與分析 |
| 4.3.1 鎵中子評價數(shù)據(jù)基準檢驗結果與討論 |
| 4.3.2 彈性散射對泄漏中子譜的貢獻 |
| 4.3.3 非彈性散射對泄漏中子譜的貢獻 |
| 4.4 本章小結 |
| 第五章 相關理論模型計算工作 |
| 5.1 INCL理論模型對核反應數(shù)據(jù)的描述 |
| 5.2 GLAUBER模型對質子誘發(fā)的反應總截面數(shù)據(jù)的研究 |
| 5.3 本章小結 |
| 第六章 總結與展望 |
| 6.1 總結 |
| 6.2 展望 |
| 參考文獻 |
| 附錄一 Ga樣品的MCNP模擬輸入卡信息 |
| 附錄二 中子探測器模擬~(137)Cs源的GRESP代碼輸入卡及參數(shù)說明 |
| 附錄三 中子探測器的NEFF程序輸入卡及參數(shù)說明 |
| 在學期間的研究成果 |
| 致謝 |
四、密度分布形式對Glauber模型計算σ_R的影響（論文參考文獻）
- [1]高能重離子碰撞中的自旋極化效應與高維度數(shù)值積分研究[D]. 伍宏忠. 中國科學技術大學, 2020(01)
- [2]11Be+208Pb彈性散射和破裂反應實驗研究[D]. 段芳芳. 蘭州大學, 2020(01)
- [3]奇特核的核虹散射研究[D]. 胡力元. 哈爾濱工程大學, 2020(04)
- [4]相對論重離子碰撞中大橫動量粒子的產生[D]. 馬國揚. 華中師范大學, 2019(01)
- [5]相對論重離子碰撞中的整體極化效應[D]. 李慧. 中國科學技術大學, 2018(11)
- [6]17C的實驗研究[D]. 焦磊. 重慶大學, 2017(06)
- [7]測量碳同位素與C靶反應總截面來確定其中子密度分布[D]. 任培培. 中國科學院大學(中國科學院近代物理研究所), 2017(09)
- [8]16C反應總截面和去中子截面的研究[D]. 桂朝覲. 西南大學, 2016(02)
- [9]密度分布對Glauber模型計算參與者數(shù)的影響[J]. 何春樂,張東海. 山西師范大學學報(自然科學版), 2015(04)
- [10]ADS散裂靶相關鎢球顆粒與鎵中子核數(shù)據(jù)基準檢驗[D]. 韓瑞. 蘭州大學, 2015(04)