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![arxiv：2306.01700v2 [cond-mat.supr-con] 2024年5月8日](/simg/g:\will\search\icon\source\9\985f91aa3dc1cf1e35c3b6021242865d812f833f.webp)
arxiv：2306.01700v2 [cond-mat.supr-con] 2024年5月8日
语音驱动的S-波超导与均匀磁性的根本性是拮抗的，而场诱导的临界温度的抑制是其规范的特征之一。相反的示例是唯一的，需要偶然取消和非常出色的参数调整。最近发现的Ising超导体违反了此规则：沿特定方向应用的外部磁场不会抑制理想的无杂质材料中的超导性。我们提出了一个简单且实验可访问的系统，可以以受控的方式研究自旋和旋转散射的效果，即用磁性3 d原子剂量的NBSE 2单层。我们预测，用Cr的NBSE 2中的平面磁场略有升高。由于带自旋分裂，磁性自旋叉散射需要有限的动量转移，而旋转散射则不需要。如果磁各向异性是易于轴，则平面场的重新构度杂质旋转并将旋转的散射转化为自旋flip。如果NBSE 2的诱导磁化具有大量的远程组件，则临界温度会增强。
拓扑绝缘子中的非对称Fraunhofer光谱 -
Josephson与拓扑绝缘子作为其弱连接（S-TI-S结）的连接被预计将托管Majorana Fermions，这是为拓扑保护受拓扑保护的量子计算创建量子的关键。但是S-Ti-S电流相关的细节及其与磁场的相互作用尚不清楚。我们用NBTI导线制造了一个BI 2 SE 3连接，并使用施加的平面内字段来测量连接处的Fraunhofer图案。我们观察到，不对称的fraunhofer图案出现在B z，b x，y的电阻图中，并带有基因区的节点间距。这些不对称模式即使在零平行场中也出现，对于高达1 K的温度，它们也会与异常特征与预期有限的库珀配对动量移动和几何效应的不对称Fraunhofer模式进行比较。我们表明几何效应可以主导，而与平面场地幅度无关。这些结果对于将几何相移与库珀对动量转移，Majorana模式特征或其他非常规的超导行为而导致的几何相移很重要。
原子物质波通过2D晶体
原子质波的干涉法是基础科学1-5的必不可少的工具，对于应用的量子传感器6-10。干涉仪尺度的敏感性随衍射物质波的动量分离而导致大动量传递束分裂器的发展11,12。然而，尽管进行了数十年的研究，但对于动量转移13，由于第一个原子衍射实验以来使用的结晶光栅仍然是无与伦比的。到目前为止，仅报道了亚原子颗粒的衍射，但从未针对原子。在这里，我们通过在正常入射率下通过单层石墨烯证明了氦气和氢原子在基尔洛克素伏元能的衍射，以回答这一百年历史的挑战。尽管原子的高动能和与石墨烯电子系统耦合，但我们观察到衍射模式具有多达八个相互晶格向量的相干散射。衍射是可能的，从而限制了动量转移到光栅上。我们的演示是Thomson和Reid 14,15的第一次传输实验的原子对方，从而解开了原子衍射中的新电位。我们希望我们的发现能够激发未知能源制度中的破坏性研究以及新的基于物质波的传感器的发展。
IAPME研讨会
摘要：由于其超高的能量转移效率，近场辐射传热显示出在各种新兴技术领域中应用的显着潜力。目前，研究近场辐射传热问题的主要理论框架包括传统的波动电动力学（FE）理论和最近提出的非平衡绿色功能（NEGF）方法。在两种方法中，物体之间的辐射热通量取决于计算物体对外部电磁场的响应函数。本报告介绍了基于密度功能理论的第一原理方法，在不同温度下对物体之间计算近场辐射热通量的方法。它提供了计算公式，其中包括FE和NEGF方法的局部现场效应。使用二维材料（例如石墨烯）作为示例，我们介绍了近场辐射热通量与物体之间的距离以及辐射能谱之间的关系。然后，我们系统地比较了第一原理方法和传统理论模型对诸如石墨烯极化之类的响应函数的影响。最后，我将在完全非平衡条件下的光子电子相互作用引起的统一的能量，动量和角动量转移理论引入开拓性工作。
太阳能航行为立方体规模，无推进剂的航天器技术提供了机会，该技术实现了长期和长距离任务而不是POS
太阳能航行为立方体规模，无推进剂的航天器技术提供了机会，该技术可以通过传统方法实现长期和长距离任务。太阳帆使用从帆表面反射的阳光光子中的线性动量转移。要推动航天器，不需要机械运动的部件，推进器或推进剂。但是，态度控制或方向仍然使用涉及反应轮和推进剂弹射的传统方法进行执行，这严重限制了任务寿命。例如，即将执行的任务将太阳帆与最先进的推进剂弹出气体系统采用的现有最先进的解决方案的现状。在这里，使用加油推进器的使用限制了任务的寿命。为了解决有限的任务寿命问题，利用反光控制设备的无推进剂态度控制项目团队正在使用薄材料（一种光学膜）进行无向态度控制，这是一种光学膜，可从透明到反射性的电气切换。该技术基于聚合物分散的液晶（PDLC），该液晶允许在使用电压时进行此切换。这项技术消除了推进剂的需求，这在改善性能和寿命的同时降低了体重和成本。
固体液体接口处的量子反馈
通过导体驱动的电子电流可以通过著名的库仑阻力效应诱导另一个导体中的电流。在移动的流体和导体之间的接口上已经报道了类似的现象，但是它们的解释仍然难以捉摸。在这里，我们利用了非平衡的Keldysh框架，开发了一种相互交织的流体和电子流的量子机械理论。我们预测，全球中性液体可以在其流动的实心壁中产生电子电流。这种流体动力学库仑阻力均来自液体电荷波动与固体电荷载体之间的库仑相互作用，以及由实心声子介导的液体电子相互作用。我们根据固体的电子和语音特性以及液体的介电响应明确地得出了库仑阻力电流，这一结果与液态涂纸界面上的最新实验一致。此外，我们表明当前一代抵消了从液体到固体的动量转移，从而通过量子反馈机制降低了流体动力摩擦系数。我们的结果为控制量子水平控制纳米级液体流量提供了路线图，并提出了设计具有低流体动力摩擦的材料的策略。
离子散射技术
本章讨论了三种用于确定单晶材料成分和几何结构的离子散射方法。这三种方法分别是卢瑟福背散射光谱法 (RBS)，通常使用高能 He 或 H 离子（能量通常为 1-3.4 MeV），中能离子散射 (MEIS)（离子能量为 50 keV 至 400 kev）和低能离子散射（100 eV 至 5 kev），后者通常称为离子散射光谱法 (ISS)。第四种技术是弹性反冲光谱法 (ERS)，它是这些方法的辅助技术，用于专门检测氢。所有这些技术都是在真空中进行的。这三种离子散射技术的信息内容有所不同，这是由于所涉及的离子能量状态不同，加上仪器的一些差异。对于最广泛使用的 RBS 方法，高能离子可以很好地穿透样品（氦离子高达 2 pn；氢离子高达 20 pm）。在进入样品的过程中，单个离子会通过一系列电子散射事件以连续的方式损失能量。有时，离子会与样品材料中的原子核发生类似弹球的碰撞，并发生背散射，产生离散的大量能量损失，其值是被撞击原子的特征（动量转移）。由于这种主要能量损失是原子特有的，而小的连续能量损失取决于行进的深度，因此出现的背散射离子的总能谱可以非破坏性地揭示这些元素的元素组成和深度分布。由于散射物理学在定量上得到了很好的理解
约翰·约瑟夫·班南（John Joseph Bannan）
4您在碰撞课程中有两个台球球。如果您要追踪每个球不互相偏转的路径（即，如果它们只是直线移动的空间点的点），那么您将有两行。冲击参数是这两个虚线之间的最短距离。冲击参数（通常由字母b表示）定义为传入粒子（或台球球）的轨迹与通过目标粒子（或台球球）平行绘制的线之间的垂直距离。这是对碰撞的“偏心”的衡量标准。如果球直接瞄准对方，则冲击参数非常小（接近零）。这导致了正面的碰撞，其中有很多动量被转移，球往往会向相反的方向反弹。如果球只是互相放牧，则影响参数更大。这会导致扫视碰撞，使动量转移较少，并且球倾向于以较小的角度偏转。5我们的日常直觉告诉我们，台球碰撞是因为它们身体触摸，而这种触点使它们偏转。这与我们对因果关系的理解保持一致。然而，在原子水平上，我们认为“接触”实际上是一种复杂的电磁相互作用。台球在古典意义上并不是真正的“触摸”。构成台球表面的原子具有绕其核的电子。电子具有负电荷。当台球非常接近时，由于电磁力，球上的电子互相排斥。这种排斥是导致台球偏转的原因。这种排斥是由电磁场介导的。在QFT中，对电磁场进行了量化，并且电子之间的力是通过交换虚拟光子（电磁场的力载体颗粒）来描述的。虚拟光子是用于描述量子场理论（QFT）中电磁力的数学构造。它们不像您可以检测到的“真实”光子（光的颗粒）。它们是Feynman图和计算中使用的数学工具，以表示带电粒子之间动量和能量的交换。
飞秒产生射频辐射...
tions（UPPE）求解器[38]。这些结果与等离子体柱的整体尺寸相符，但也表明整个等离子体具有丰富的细尺度结构（正如我们在多丝状区域所预期的那样[39-41]）。在本文中，我们进行了简化，没有包括细尺度等离子体扰动。由于强度钳制，等离子体柱近似为具有恒定密度的中心核，然后沿径向下降 100μm，在外半径 r pl 处密度为零。速度分布由我们的 PIC 代码确定：给定 E（⃗x，t），空气以 W 速率电离[35]，新电子在脉冲的剩余部分中加速[28]（执行这些计算的代码包含在[31]中）。一般而言，速度分布受 γ = 1 附近强场电离细节（例如 [ 42 ]）和成丝过程中激光脉冲变形的影响。在本文中，我们进一步简化并假设电子以零初始速度电离，然后由高斯脉冲的剩余部分加速（具有 ˆ x 极化并在 + z 方向上传播）。整体而言，初始 N e 是高度非麦克斯韦的，在 100 Torr 时具有峰值动能 K tail ≃ 5 eV，平均动能 K avg ≃ 0. 6 eV，而在 1 Torr 时这些值增加到 K tail ≃ 16 eV 和 K avg ≃ 2 eV。对于 3.9 µ m 激光器，动能大约大 25 倍，因为激光强度相当且能量按 λ 2 缩放。接下来我们考虑等离子体柱的演变。给定 N e ，我们构造等离子体的横向薄片，在纵向 ˆ z 使用周期性边界条件（由于电子速度只是 c 的一小部分，因此这对领先阶有效），并使用我们的 PIC 代码模拟径向演变。德拜长度相当小：λ Debye ≃ 10 nm，因此我们使用能量守恒方法 [43] 来计算洛伦兹力。电子-中性弹性碰撞频率 ν eN 取决于 O 2 和 N 2 的截面，对于我们的能量来说大约为 10 ˚ A 2 [44]。反过来，电子-离子动量转移碰撞频率由 ν ei = 7 给出。 7 × 10 − 12 ne ln(Λ C ) /K 3 / 2 eV ，其中 Λ C = 6 πn e λ 3 Debye [45]。然后将得到的径向电流密度 J r 和电子密度 ne 记录为半径和时间的函数（更多详细信息可参见 [31] 的第 3 部分）。这些结果可以很好地分辨，网格分辨率为 ∆ x = ∆ y = 2 µ m，等离子体外缘的大粒子权重为 ∼ 10。图 1 中给出了 100、10 和 1 Torr 下 PW 模拟中λ = 800 nm 的电子数密度。t = 0 时等离子体外缘具有简化的阶跃函数轮廓，在半径 r pl = 0 处 ne = 10 20 m − 3。 5 毫米。因此，除了从等离子体边缘发射出脉冲波外，在内部激发出约 90 GHz 的相干径向等离子体频率振荡 [ 46 ]，在表面激发出约 63 GHz 的 SPP [ 33 , 34 , 47 ]。扩展到中性大气中的 PW（r > r pl）对密度不敏感
BF 和 BF2 的电子散射研究 - 伦敦大学学院发现
BF、BF 2 、BF 3 和正离子种类如B + 、BF + 、BF + 2 、BF + 3 。此类碰撞过程还控制等离子体的稳定性和放电平衡。等离子体中产生的种类和自由电子会引起各种碰撞过程，了解这些碰撞过程对于模拟 BF 3 等离子体非常重要。因此，等离子体中所有离子和中性粒子的可靠电子碰撞截面是准确进行等离子体放电模拟的重要数据。碰撞截面数据是等离子体模拟的重要输入，此类模拟的准确性与输入数据的可靠性直接相关。在 (3 ∼ 100 eV) 范围内的碰撞截面数据对于低温等离子体 (3 ∼ 5 eV) 很重要，其中电子的能量可分布高达 100 eV。弹性散射是大多数等离子体放电中的主要过程，因为与其他反应相比，该过程的碰撞截面较大；弹性散射有助于使电子热化。另一方面，对于电子激发过程，电子激发阈值低于电离阈值，因此当电子温度较低时，该反应可能很重要。在实验中，散射和激发截面可用于分析电子加热机制 [5, 6]。即使在这种情况下，也需要至少 25 eV 的数据，但最高可达 100 eV。此外，由于这些自由基难以制备、反应性强且具有强腐蚀性，因此对 BF 和 BF 2 等自由基的实验研究既困难又罕见；因此目前没有可用的实验数据。理论计算在提供全面能量范围内的数据方面的重要性已得到充分证实 [7]。电子与中性 BF 3 分子的碰撞研究在理论和实验上都得到了相当大的关注 [4, 8–17]。文献中也有一些关于正 BF x 离子的各种碰撞过程的电子碰撞研究 [1, 18, 19]。然而，还没有对自由基 BF 和 BF 2 中的电子诱导碰撞过程进行系统研究，而这种碰撞过程在任何含 BF 3 的等离子体中都起着重要作用。我们最近使用 R 矩阵方法对 BF 3 分子的电子散射截面进行了研究[17]，结果表明其与实验数据高度一致，这促使我们对 BF 和 BF 2 进行类似的计算。这是本研究的主要动机之一。文献中唯一可用的研究是 Kim 等人[10]的工作，他们使用二元相遇 Bethe (BEB) [20] 方法提供了 BF 和 BF 2 的电离截面。因此，在本研究中，我们提供了 BF 和 BF 2 的一组重要截面，如弹性、激发、微分截面（DCS）和动量转移截面（MTCS）以及总电离截面，并与 BEB 数据进行比较 [10]。使用 R 矩阵和球面复光学势 (SCOP) 方法，采用完整活性空间配置 (CAS-CI) 和静态交换 (SE) 模型进行计算。CAS-CI 计算随着目标状态数量的增加而进行，直到获得收敛结果。我们使用两种理论方法在不同的能量范围内进行计算。在低能区（<10eV），从头算 R 矩阵方法可以很好地表示电子-分子