1) population rate equations
粒子数速率方程
1.
The theory of population rate equations was used to investigate the kinetics of upconversion ultraviolet laser based on the highest level 1S0 of 4f configuration in Pr3+∶ZBLAN fiber.
在Pr3+∶ZBLAN光纤中,运用粒子数速率方程理论,研究用586 nm和335 nm连续激光双光子激发4f组态最高能级1S0,以1S0和3F4为激光上下能级实现250 nm上转换紫外激光的动力学行为,得到阈值抽运功率、激光输出功率、斜率效率和最佳光纤长度等激光参数。
2) particle-conservation equation
粒子数守恒方程
3) Rate equations
速率方程
1.
Comments added to the small signal analysis of rate equations of semiconductro lasers;
半导体激光器速率方程组小信号近似的补充说明
2.
Taking into account the energy transfer from Yb~(3+) to Er~(3+), the rate equations are given for Er~(3+) ions.
考虑到铒、镱间的能量转移 ,写出了在这些晶体中的铒离子的速率方程。
3.
Deriving from the rate equationsmodel of fiberlasers,wegetthe explicitexpressions of outputpowers,slope-efficienciesand thresholdsof fiberlasers.
通过推导光纤激光器速率方程 ,得到了光纤激光器输出功率、斜率效率和阈值泵浦功率的解析表达式 。
4) rate equation
速率方程
1.
Attempt to analysis coherently combined fiber lasers by an optical coupler using rate equations;
利用速率方程分析光纤激光器相干耦合系统的尝试
2.
Study on MacPherson-Srolovitz's grain growth rate equation with Monte Carlo simulation
MacPherson-Srolovitz晶粒长大速率方程的仿真验证
5) rate-equation
速率方程
1.
Numerical analysis is performed for 1319nm and 946nm dual-wave operation condition at the pump-power 10W by using the rate-equation theory and laser putout characteristics curve.
本文由准三能级和四能级的阈值条件出发,分析了抑制1064nm激光起振的最低镀膜要求,并且利用速率方程理论和两激光的输出特性曲线对泵浦功率为10W时946nm和1319nm双波长的条件进行数值分析和计算,分析表明在泵浦功率为10W、946nm激光的透过率为3%时,为了使两谱线腔内光子数密度相等,对于1319nm激光的透过率应为8%左右,这时两激光的输出功率分别为0。
2.
By using both Bessel and Fourier expansion of carrier density,the 2D spatially independent rate-equations for transverse mode are formulated from the spatial-associated rate-equation to spatial-irrelevant one.
利用贝塞尔函数和傅里叶展开,把描述半导体激光器光子数与载流子浓度变化与空间位置有关的速率方程转化为与空间位置无关的方程,进而利用龙库塔法求解方程,确定激光器在不同电流注入下的光输出特性以及温度,电极尺寸对输出特性的影响。
6) particle field equation
粒子场方程
补充资料：单粒子与多粒子体系的相对论量子力学方程
将波粒二象性观念应用到相对论粒子体系所建立的描述粒子运动的方程。E.薛定谔曾利用这一观念，并和波动光学进行类比，得出著名的薛定谔方程：， (1)
其中t、r是时空坐标，啚是普朗克常数除以2π,H是哈密顿算符。薛定谔方程也可以通过正则对易关系所提供的规则来得出。例如非相对论粒子总能量是，
(2)
其中是粒子的动能，U(r,t)是粒子的位能。正则对易关系提供的规则就是进行如下的替换， (3)
并作用在波函数ψ(r,t)上。于是自式 (2)得出如式(1)的薛定谔方程。还可以将上述规则推广到相对论粒子体系。取相对论的自由粒子能量为
(4)
就得到粒子的相对论波动方程如下：
。
(5)
这个方程1926年由O.克莱因和W.戈登首先发表，一般称为克莱因-戈登方程（见场方程）。其实,早在薛定谔研究非相对论量子力学时，就已经得到这个方程，但他没有发表。此后，B.A.福克等人也在同一年得到了同一方程。但这一方程发表后不久，便引起争论，因为由这一方程将得到负值的几率密度。一直到量子场论发展起来以后，才澄清了这一问题，并确认它是描述零自旋粒子场的相对论量子力学方程。
相对论量子力学历史上的一个重要进展，是找到了自旋的相对论波动方程，即1928年P.A.M.狄喇克为克服克莱因－戈登方程的负几率困难而引入的狄喇克方程。狄喇克的基本思想是:如果希望克服负几率困难,那么在几率密度的表示式中就必须避免引入对时间的偏导数，也就是相对论方程中的时间偏导不能高于一次。由于相对论的协变性，对空间的偏导也将限于一次。如果再要求波函数满足线性叠加原理，那么唯一的可能性就是时空对称的一次线性偏微分方程。此外，由于粒子还应该满足能量动量关系式(4),因而粒子的波函数也将满足克莱因-戈登方程(5)。正是在上述观念指引下，狄喇克导出了一个波函数有四个分量的相对论量子力学方程：， (6)
其中α、β是4×4的矩阵，一种可能的表示是
其中σ和I是2×2的泡利矩阵和单位矩阵。
狄喇克方程的一个重要成就是它能自动导出电子磁矩等于一个玻尔磁子。反之，如果采用同整数角动量相类比的办法，则电子磁矩只能等于半个玻尔磁子。这就解决了一个长期困扰的问题。狄喇克方程的另一成就是它能极好地解释氢原子能谱。此外，在解释多电子原子能谱方面也获得远比薛定谔方程更完善的结果。当然，狄喇克方程最重要的成就是它预言了反粒子以及为解释反粒子而引进了负能级海的概念，这导致了量子场论的建立。
曾经有一个时期认为狄喇克方程是惟一正确的相对论量子力学方程。随着量子场论的进展，终于发现其他相对论量子力学方程也都是有物理意义的。这就进一步促使人们去探索带有其他种自旋的粒子所满足的方程。质量为零、自旋为 媡的相对论量子力学方程是人们熟知的麦克斯韦方程组，只不过对麦克斯韦方程做出粒子解释要费事一点。特别是在坐标表象中光子波函数没有几率密度的概念。在麦克斯韦方程中要引进质量也没有原则性困难。高自旋粒子的相对论方程曾为V.巴格曼和E.P.维格纳所普遍地研究过。当自旋为时，就得到喇里塔-施温格方程。
特别值得一提的是，对于自旋为媡的粒子,相对论量子力学的一个重要进展是杨振宁和R.L.密耳斯于1954年提出了非阿贝耳群的规范场方程。随着粒子物理学的进展，这类规范场方程已成为当前粒子理论研究的一个重要方向，正被广泛地应用到电磁相互作用、弱相互作用以及强相互作用等领域。
以上所涉及的相对论量子力学方程仅限于描述一个粒子。两个以上的粒子或多粒子体系的相对论方程就要复杂得多。原因是：①两个以上粒子体系将能组合成任意高自旋体系，因而多粒子的量子力学方程必须实际上包含高自旋的巴格曼-维格纳方程;②多粒子量子力学方程不仅要考虑到粒子间相互作用，而且要考虑到粒子对真空所引起的极化效应，从而间接地影响到另一些粒子的行为。按照量子场论的观点,粒子是场的激发量子,粒子间的相互作用实质上是受量子条件的约束的场同场的相互作用，这就又必须考虑到真空中背景场所引起的间接作用。1951年，H.A.贝特和E.E.萨耳彼特利用R.P.费因曼的量子场论分析方法，克服了上述困难，提出了贝特-萨耳彼特方程,用以描述双粒子的相对论量子力学体系。几乎与此同时，M.盖耳－曼、F.E.骆以及J.S.施温格也分别用不同的方法得到了相同的方程。
以自旋是的正反粒子体系为例, 贝特-萨耳彼特方程的基本思想是：引进如下协变形式的波函数
(j=1,2,3,...)， (7)
其中xi是各相应粒子的时空坐标,bj代表相应的束缚态，ψ(x1)、(x2)是自旋的场算子,而ⅹj(x1,x2)是4×4的矩阵函数，其相应的方程式可写为
，
(8)
其中γ=-iβα，γ4＝β,积分I代表各种不可约的费因曼图的总和。由式⑻可看出:①这是由狄喇克算子的乘积(这里一个左乘，一个右乘，而通常多粒子薛定谔方程的各个粒子的算子是相加的) 形成的微分积分方程；②粒子间的间隔x=x1-x2,既包括类空的情况又包括类时的情况。贝特－萨耳彼特方程的这两个特性使得它非常难于求解。通常求解的方法是将它取非相对论近似，还原为薛定谔方程，再用微扰理论处理。当然这就不能深入讨论相对论效应了。但是,贝特-萨耳彼特方程毕竟在理论上取得了巨大成功：①它是和量子场论相自洽并且是理论上严格的多粒子的相对论方程；②已证明，这一方程在计算弱耦合束缚态的量子场效应修正方面获得巨大成功，如氢原子、正电子原子，μ±e抋的原子等等。但由于贝特－萨耳彼特方程多出了一系列在理论上很难去掉的反常解和非物理解,造成了些原则性的困难,所以多粒子体系的相对论量子力学方程仍有待继续探讨。自1956年起，就有许多人继续寻找新的相对论方程，中国物理学工作者在这方面也作了有益的工作。
其中t、r是时空坐标，啚是普朗克常数除以2π,H是哈密顿算符。薛定谔方程也可以通过正则对易关系所提供的规则来得出。例如非相对论粒子总能量是，
(2)
其中是粒子的动能，U(r,t)是粒子的位能。正则对易关系提供的规则就是进行如下的替换， (3)
并作用在波函数ψ(r,t)上。于是自式 (2)得出如式(1)的薛定谔方程。还可以将上述规则推广到相对论粒子体系。取相对论的自由粒子能量为
(4)
就得到粒子的相对论波动方程如下：
。
(5)
这个方程1926年由O.克莱因和W.戈登首先发表，一般称为克莱因-戈登方程（见场方程）。其实,早在薛定谔研究非相对论量子力学时，就已经得到这个方程，但他没有发表。此后，B.A.福克等人也在同一年得到了同一方程。但这一方程发表后不久，便引起争论，因为由这一方程将得到负值的几率密度。一直到量子场论发展起来以后，才澄清了这一问题，并确认它是描述零自旋粒子场的相对论量子力学方程。
相对论量子力学历史上的一个重要进展，是找到了自旋的相对论波动方程，即1928年P.A.M.狄喇克为克服克莱因－戈登方程的负几率困难而引入的狄喇克方程。狄喇克的基本思想是:如果希望克服负几率困难,那么在几率密度的表示式中就必须避免引入对时间的偏导数，也就是相对论方程中的时间偏导不能高于一次。由于相对论的协变性，对空间的偏导也将限于一次。如果再要求波函数满足线性叠加原理，那么唯一的可能性就是时空对称的一次线性偏微分方程。此外，由于粒子还应该满足能量动量关系式(4),因而粒子的波函数也将满足克莱因-戈登方程(5)。正是在上述观念指引下，狄喇克导出了一个波函数有四个分量的相对论量子力学方程：， (6)
其中α、β是4×4的矩阵，一种可能的表示是
其中σ和I是2×2的泡利矩阵和单位矩阵。
狄喇克方程的一个重要成就是它能自动导出电子磁矩等于一个玻尔磁子。反之，如果采用同整数角动量相类比的办法，则电子磁矩只能等于半个玻尔磁子。这就解决了一个长期困扰的问题。狄喇克方程的另一成就是它能极好地解释氢原子能谱。此外，在解释多电子原子能谱方面也获得远比薛定谔方程更完善的结果。当然，狄喇克方程最重要的成就是它预言了反粒子以及为解释反粒子而引进了负能级海的概念，这导致了量子场论的建立。
曾经有一个时期认为狄喇克方程是惟一正确的相对论量子力学方程。随着量子场论的进展，终于发现其他相对论量子力学方程也都是有物理意义的。这就进一步促使人们去探索带有其他种自旋的粒子所满足的方程。质量为零、自旋为 媡的相对论量子力学方程是人们熟知的麦克斯韦方程组，只不过对麦克斯韦方程做出粒子解释要费事一点。特别是在坐标表象中光子波函数没有几率密度的概念。在麦克斯韦方程中要引进质量也没有原则性困难。高自旋粒子的相对论方程曾为V.巴格曼和E.P.维格纳所普遍地研究过。当自旋为时，就得到喇里塔-施温格方程。
特别值得一提的是，对于自旋为媡的粒子,相对论量子力学的一个重要进展是杨振宁和R.L.密耳斯于1954年提出了非阿贝耳群的规范场方程。随着粒子物理学的进展，这类规范场方程已成为当前粒子理论研究的一个重要方向，正被广泛地应用到电磁相互作用、弱相互作用以及强相互作用等领域。
以上所涉及的相对论量子力学方程仅限于描述一个粒子。两个以上的粒子或多粒子体系的相对论方程就要复杂得多。原因是：①两个以上粒子体系将能组合成任意高自旋体系，因而多粒子的量子力学方程必须实际上包含高自旋的巴格曼-维格纳方程;②多粒子量子力学方程不仅要考虑到粒子间相互作用，而且要考虑到粒子对真空所引起的极化效应，从而间接地影响到另一些粒子的行为。按照量子场论的观点,粒子是场的激发量子,粒子间的相互作用实质上是受量子条件的约束的场同场的相互作用，这就又必须考虑到真空中背景场所引起的间接作用。1951年，H.A.贝特和E.E.萨耳彼特利用R.P.费因曼的量子场论分析方法，克服了上述困难，提出了贝特-萨耳彼特方程,用以描述双粒子的相对论量子力学体系。几乎与此同时，M.盖耳－曼、F.E.骆以及J.S.施温格也分别用不同的方法得到了相同的方程。
以自旋是的正反粒子体系为例, 贝特-萨耳彼特方程的基本思想是：引进如下协变形式的波函数
(j=1,2,3,...)， (7)
其中xi是各相应粒子的时空坐标,bj代表相应的束缚态，ψ(x1)、(x2)是自旋的场算子,而ⅹj(x1,x2)是4×4的矩阵函数，其相应的方程式可写为
，
(8)
其中γ=-iβα，γ4＝β,积分I代表各种不可约的费因曼图的总和。由式⑻可看出:①这是由狄喇克算子的乘积(这里一个左乘，一个右乘，而通常多粒子薛定谔方程的各个粒子的算子是相加的) 形成的微分积分方程；②粒子间的间隔x=x1-x2,既包括类空的情况又包括类时的情况。贝特－萨耳彼特方程的这两个特性使得它非常难于求解。通常求解的方法是将它取非相对论近似，还原为薛定谔方程，再用微扰理论处理。当然这就不能深入讨论相对论效应了。但是,贝特-萨耳彼特方程毕竟在理论上取得了巨大成功：①它是和量子场论相自洽并且是理论上严格的多粒子的相对论方程；②已证明，这一方程在计算弱耦合束缚态的量子场效应修正方面获得巨大成功，如氢原子、正电子原子，μ±e抋的原子等等。但由于贝特－萨耳彼特方程多出了一系列在理论上很难去掉的反常解和非物理解,造成了些原则性的困难,所以多粒子体系的相对论量子力学方程仍有待继续探讨。自1956年起，就有许多人继续寻找新的相对论方程，中国物理学工作者在这方面也作了有益的工作。
说明：补充资料仅用于学习参考，请勿用于其它任何用途。
参考词条