1397 18 2 72 0
0 ماده تاریک آناپولی در مدل استاندارد تعمیم یافته و مدل استاندارد ناجابجایی Anapole Dark matter in the standard model extension and non-commutative standard model https://ijpr.iut.ac.ir/article_1346.html 10.29252/ijpr.18.2.177 0 در نظریه ماده تاریک آناپولی، ماده تاریک از طریق ممان آناپول با ماده معمولی برهم‌کنش آناپول انجام می‌دهد. در این نظریه ماده تاریک، فرمیون مایورانای اسپین  است، بنابراین تنها از طریق عامل شکل آناپول برهم‌کنش الکترومغناطیسی انجام می‌گیرد. لاگرانژی این برهم‌کنش به صورت یک لاگرانژی پدیده ‌شناختی نوشته شده؛ ولی در مورد نظریه‌های بنیادی که این جمله لاگرانژی را می‌توان از آن به دست آورد ایده‌ای داده نشده است. ما برهم‌کنش الکترومغناطیسی نوترینوی مایورانا را در مدل استاندارد در فضا- زمان ناجابه‌جایی و مدل استاندارد تعمیم یافته با نقض لورنتس بررسی کردیم، توانستیم لاگرانژی آناپول را در این دو نظریه بیابیم و در نهایت با تطبیق حدهای داده‌های تجربی و پیش‌بینی‌های نظری حد TeV 5/0 را برای پارامتر ناجابه‌جایی و حد 04/0 را برای d00 یکی از مؤلفه‌های پارامتر نقض لورنتس به دست آوردیم 1 In the ADM the dark matters interact with the ordinary matters exclusively through the electromagnetic anapoles. Meanwhile, the only allowed electromagnetic form factor for the spin 1/2 Majorana fermions is the anapole one. We study the electromagnetic interaction of the Majorana neutrinos in non-commutative standard model (NCSM) and the Lorentz violated extension of the standard model (SME). Consequently, we obtain the anapole form factors in the both models. Comparing the obtained results in the SME with the experimental data only put a bound on d‎00‎-parameter among the SME- parameters which is of the order of 0.04. We estimate a bound of the order of 0.5 TeV on the parameter of non-commutativity. 177 180 مهری رحیمی M Rahimi دانشگاه صنعتی اصفهان، اصفهان Iran mehri.rahimi@ph.iut.ac.ir منصور حقیقت M Haghighat دانشگاه شیراز ، پایگاه استنادی علوم جهان اسلام شیراز ایران Iran mansour@cc.iut.ac.ir Anapole Dark matter non-commutative standard model standard model extension C‎. ‎M‎. ‎Ho and R‎. ‎J‎. ‎Scherrer‎, ‎Phys‎. ‎Lett‎. ‎B 722‎, ‎ (2013) 341‎.##V‎. ‎M‎. ‎Dubovik and V‎. ‎E‎. ‎Kuznetsov‎, ‎Int‎. ‎J‎. ‎Mod‎. ‎Phys‎. ‎A 13‎, ‎ (1998)‎ 5257.##Yu Gao‎, ‎Chiu Man Ho‎, ‎and Robert J‎. ‎Scherrer‎, ‎Phys‎. ‎Rev‎. ‎D 89‎, ‎ (2014)‎ 045006.##M‎. ‎Haghighat‎, ‎I‎. ‎Motie‎, ‎Z‎. ‎Rezaei‎,‎ Int.J.Mod.Phys. A28, 24, (2013) 1350115.‎##M.Mm Ettefaghi;‎M‎. ‎,Haghighat;Phys.Rev.D; 77(2008‎) 056009.##
0 بررسی اثرات شعاع داخلی و پهنا روی طیف انرژی و جریان پایا در حلقه های کوانتومی گرافینی هگزاگونال با لبه های زیگزاگ The effects of inner radius and width on the energy spectrum and persistent current in zigzag hexagonal graphene quantum rings https://ijpr.iut.ac.ir/article_1347.html 10.29252/ijpr.18.2.181 0   در این کار با استفاده از مدل تنگ بست، تأثیر تغییرات شعاع داخلی و پهنای حلقه‌های کوانتومی گرافینی هگزاگونال با لبه‌های زیگزاگ در حضور شار مغناطیسی گذرنده از مرکز حلقه، روی طیف انرژی و جریان پایای آنها مورد بررسی قرار گرفته است. این بررسی نشان می‌دهد که طیف انرژی این گونه حلقه‌ها به زیرنوارهایی شامل شش تراز انرژی جفت‌ شده تقسیم می‌شود که به وسیله گاف‌هایی از هم جدا شده‌اند و به شدت تحت تأثیر شعاع داخلی و پهنا هستند. به عبارت دیگر پهنای این حلقه‌های کوانتومی به همراه شعاع داخلی، پارامترهای بسیار مهمی هستند که به وسیله انتخاب هوشمندانه آنها می‌توان به مهندسی گاف انرژی در این ساختارها پرداخت. حلقه‌های باریک‌تر، زیرنوارهای انرژی منظم‌تر و گاف انرژی بزرگ‌تری دارند که ناشی از افزایش محدودیت کوانتومی و اثرات لبه‌ای به ویژه در گوشه‌های ساختار حلقه گرافینی هگزاگونال است. افزایش شعاع داخلی هم می‌تواند ترازهای انرژی جفت‌ شده شش تایی را فشرده‌تر و گاف بین زیرنوارهای نزدیک انرژی فرمی را کاهش دهد. لازم به ذکر است که افزایش شعاع داخلی و یا افزایش پهنا تأثیرات مشابهی روی طیف انرژی دارد و چنانچه یکی از آنها افزایش و دیگری کاهش یابد، می‌توانند تأثیرات همدیگر را به ویژه روی گاف انرژی نزدیک تراز فرمی کاهش دهند. علاوه بر آن، افزایش شعاع داخلی و یا افزایش پهنا منجر به افزایش دامنه جریان پایا و نیز نوسانات آن می‌شود. این در حالی است که تغییرات پهنا نسبت به تغییرات شعاع داخلی روی جریان پایا مؤثرتر است. 1   In this work, the effects of inner radius and width variation on energy spectrum and persistent current in hexagonal graphene quantum rings with zigzag edges have been studied by using the tight-binding model. Our investigation show that the energy spectra of these rings are grouped into subbands which each one consists of six coupled energy levels that separated by energy gaps. The pattern of these subbands and gaps are strongly affected by inner radius and width. In other words, width and inner radius of the HGRs plays a very important role in gap engineering. Narrow HGRs have more regular energy subband patterns and also larger gaps, which is due to increasing the quantum confinement and the edge effects, especially in the corners of the structure. Increasing the inner radius leads to the compression of six coupled energy levels in each subbands therewith decreasing the subband gap near the Fermi level. Furthermore, increasing the inner radius or width have similar effects on the energy spectrum, so the effect of increasing one of them can be neutralized by decreasing the other one. Specially, it is dominant for the energy gap near the Fermi level. Additionally, increasing the inner radius or width leads to increasing in the amplitude and oscillations of persistent current versus magnetic flux. Meanwhile, width variation is more effective than variation of inner radius on persistent current. 181 188 ادریس فیض آبادی E faizabadi دانشکده فیزیک، دانشگاه علم و صنعت ایران، تهران Iran edris@iust.ac.ir معصومه قربانی M ghorbani دانشکده فیزیک، دانشگاه علم و صنعت ایران، تهران Iran mcm_ghorbani@yahoo.com Hexagonal graphene quantum ring tight binding model persistent current energy gap C. cile N. Berger, C.Zhimin Song, et al., Science, vol. 312, no. 5777, 2006, pp. 1191–1196.##D. A. Areshkin and C. T. White, Nano Lett., vol. 7, no. 11, 2007, pp. 3253–3259.##B.-L. Huang, M.-C. Chang, and C.-Y. Mou, J. Phys. Condens. Matter, vol. 24, no. 24, 2012, p. 245304.##M. M. Ma and J. W. Ding, Solid State Commun., vol. 150, no. 27–28, 2010, pp. 1196–1199.##J. Schelter, P. Recher, and B. Trauzettel, Solid State Commun., vol. 152, no. 15, 2012, pp. 1411–1419.##E. Faizabadi and M. Omidi, Phys. Lett. A, vol. 374, no. 15–16, 2010, pp. 1762–1768.##M. Omidi and E. Faizabadi, Phys. Lett. A, vol. 379, no. 34–35, 2015, pp. 1898–1901.##M. M. Ma, J. W. Ding, and N. Xu, Nanoscale, vol. 1, no. 3, 2009, p. 387.##D. R. da Costa, A. Chaves et al., Phys. Rev. B, vol. 89, no. 7, 2014, p. 075418.##M. Zarenia, A. Chaves, G. A. Farias, and F. M. Peeters, Phys. Rev. B - Condens. Matter Mater. Phys., vol. 84, no. 24, 2011, pp. 1–12.##A. Weiße and H. Fehske, Computational Many-Particle Physics, vol. 739. 2008, pp.529–544.##D. a. Bahamon, a. L. C. Pereira, and P. a. Schulz, Phys. Rev. B - Condens. Matter Mater. Phys., vol. 79, no. 12, 2009, pp. 1–7.##
0 بررسی حرکت براونی یک ذره سنگین با استفاده از تناظر AdS/CFT Study of the Brownian motion of heavy particles using AdS/CFT duality https://ijpr.iut.ac.ir/article_1348.html 10.29252/ijpr.18.2.190 0 در این تحقیق حرکت براونی ذره‌ای سنگین در پلاسمای دمادار مطالعه شده است. این پلاسما از کوارک‌ها و گلوئون‌ها ساخته شده است و با پلاسمای معمولی متفاوت می‌باشد. از آنجا که ثابت جفت‌شدگی در این پلاسما قوی است، روش‌های معمول اختلالی برای مطالعه این پلاسما به کار نمی‌آید. بدین منظور از تناظر AdS/CFT استفاده شده است. بنابر این تناظر برای معرفی دما بایستی سیاهچاله‌ای را در فضای حجم در نظر گرفت. همچنین بر اساس این تناظر، ذره انتهای یک ریسمان کلاسیکی است که از مرز فضای AdS شروع شده و تا سیاهچاله ادامه دارد. حرکت براونی این ذره باعث اختلال در ریسمان می‌شود و می‌توان با مطالعه رفتار ریسمان تحت این اختلال‌ها ضرایب معادله لانجوین را به دست آورد. با استفاده از این روش ضرایب طولی و عرضی لانجوین به دقت محاسبه می‌شود و رابطه انیشتن نیز بررسی می‌شود 1   In this research we have studied the Brownian motion of a heavy particle in thermalized plasma. This plasma is made of quarks and gluons and it is different with normal plasma. Since, coupling constant is strong in this plasma, usual perturbation method does not  work for the study  of this plasma. For this purpose AdS/CFT duality is used. Based on the AdS/CFT duality to consider temperature we have to consider a black hole in the bulk. Also, the particle is described by end of the classical string that starts from the boundary of AdS5 space and continues to the black  hole . Brownian motion of the particle leads to perturbation in the string and coefficients of the Langevin equation can be obtained precisely from the study of behavior string under this perturbation. With this method longitudinal and transverse Langevin coefficients calculated precisely and we investigate the Einstein relation. 190 194 کاظم بی تقصیر فدافن K Bitaghsir Fadafan دانشکده فیزیک، دانشگاه صنعتی شاهرود Iran kbitaghsir@gmail.com سحر مجرد لمن جویی S Mojarad Laman jouee دانشکده فیزیک، دانشگاه صنعتی شاهرود Iran s.mojarad.sm@gmail.com [3] J.C. Solana, H. Liu, D. Mateos, K. Rajagopal and U.A. Wiedemann “Gauge/String Duality,Hot QCD and Heavy Ion Collisions”; CAMBRIGE University Press,2014##[4] Makoto Natsuume “AdS/CFT Duality User Guide” ; Springer,2012##[5] E. Witten, Adv. Theor. Math. Phys. 2(1998) 505. 532##[6] S.S.Gubser, , “Drag force in AdS/CFT,” Phys. Rev. D 74 (2006)##[7] C.P.Hergoz, A.Karch, P.Kovtun, C.Kozcaz, L.G.Yaffe “Energy loss of a heavy quark moving through N=4 supersymmetric Yang-Mills plasma,” JHEP 0607 (2006) 013##[8] J.C. Solana and D.Teaney, “Heavy quark diffusion in strongly coupled N = 4 Yang Mills,” Phys. Rev. D 74 (2006) 085012##[9] D.Giataganas ,and H.Soltanpanahi, “Universal Properties of the Langevin Diffusion Coefficients”, Phys. Rev. D 89, 026011 (2014)##[10] J. de Boer, V. E. Hubeny, M. Rangamani and M. Shigemori , “Brownian motion in AdS/CFT,” JHEP 0907 (2009) 094##[11] Piyabut Burikham ; Jun Li ” Aspects of the Screening Length and Drag Force in Two Alternative Gravity Duals of the Quark-gluon Plasma” JHEP 0703 (2007) 067##[12] U. Gursoy, E. Kiritsis, L. Mazzanti, F. Nitti, “Langevin diffusion of heavy quarks in non-conformal holographic backgrounds##” JHEP 12 (2010) 088##
0 تعیین عمق اشباع در پراکندگی کامپتون با استفاده از شبکه‌های عصبی مصنوعی Determination of saturation depth in Compton scattering using Artificial Neural Network https://ijpr.iut.ac.ir/article_1349.html 10.29252/ijpr.18.2.195 0 شدت فوتون‌های پراکندگی کامپتون پرتو گاما اطلاعات مفیدی در مورد توزیع چگالی الکترونی درون نمونه آزمایشی ارائه می‌دهد. به علت تضعیف شدت فوتون‌ها، کارایی این روش به عمق معینی از نمونه (عمق اشباع) محدود می شود. عمق اشباع به انرژی و شدت فوتون‌های اولیه و جنس نمونه مورد بررسی ارتباط دارد. در این مطالعه با اندازه‌گیری پراکندگی فوتون‌های keV 662 تحت زاویه 90 درجه از نمونه‌های مختلف به وسیله آشکارساز سوسوزن NaI(Tl) و با آنالیز طیف حاصله به کمک شبکه‌های عصبی عمق اشباع نمونه‌ها را تعیین کرده‌ایم. برای آموزش شبکه از نمونه‌های با چگالی معلوم و برای آزمایش آن از نمونه‌های با چگالی مجهول استفاده شده است. بیشترین دقت اندازه‌گیری (با خطای نسبی 15/0%) با به کارگیری الگوریتم لونبرگ- مارکوارت (L-M) با پنج لایه مخفی به دست آمده است. 1 Abstract: The intensity of Compton scattered γ-ray photons provide useful information about the electron density distribution of a test sample. Because of photon attenuation, the application of this method is limited to a certain depth of the sample (saturation depth). The saturation depth value depends on the energy and intensity of primary photons and on the material of the sample. In this study, we measured the energy spectrum of the scattered photons of 662 keV at 90° with a NaI(Tl) scintillator; and determined the saturation depth of the sample by the Artificial Neural Network (ANN) algorithm. Two sets of samples with known and unknown density were used to train and test the network, respectively. The highest precision (with 0.15% relative error) was achieved by using the Levenbert-Marquardt algorithm with five hidden layers. 195 205 صالح اشرفی S Ashrafi دانشکده فیزیک، دانشگاه تبریز، تبریز Iran ashrafi@tabrizu.ac.ir داود علیزاده D Alizadeh دانشکده فیزیک، دانشگاه تبریز، تبریز Iran d.alizadeh@tabrizu.ac.ir اختای جهانبخش O Jahanbakhsh دانشکده فیزیک، دانشگاه تبریز، تبریز Iran o.jahanbakhsh@tabrizu.ac.ir Compton scattering saturation depth artificial neural networks Levenbert-Marquardt algorithm [1] A.D. Sabharwal, B.S. Sandhu, “Radiat. Meas”. 44, (2009), 411-414.##[2] G.F. Knoll, "Radiation Detection and Measurement," John Wiley & Sons, (2010).##[3] J. Wang, Y. Wang, Z. Chi. “IEE Proc.-Sci. Meas. Technol”. 146, (1999), 235 – 239.##[4] I.L.M Silva, R.T Lopes, E.F.O deJesus. “Nucl. Instrum. Methods Phy. Rese. A”. 422, (1999), 957-963.##[5] M. Singh, G. Singh, B.S. Sandhu. “Appl. radiat. Isot”. 64, (2006), 373-378.##[6] A.D. Sabharwal, M. Singh, B. Singh, B.S. Sandhu, “Appl. radiat. Isot”. 66, (2008), 1467-1473.##[7] S. Ashrafi, O. Jahanbakhsh, D. Alizadeh; “Nucl. Instrum. Methods Phy. Rese. A”. 760 (2014), 1–4.##[8] N. Shengli, et al.; Proceeding of the Second International Workshop on EGS, 8-12. August 2000.##[9] N. Tsoulfanidis, ‘Measurements and Detection of Radiation’, CRC Press, Taylor & Francis Group, LLC. 2015.##[10] F.A. Balogun, N.M Spyrou; “Nucl. Instrum. Methods Phy. Rese. B” 83, (1993), 533-538.##[11] M.T. Hagan, B. DEMUTH. “Neural Network Design” Mark Beale MHB, Inc.PWS Publishing Company, 2000.##[12] F. Rosenblatt, "Principles of Neurodynamics," Spartan Press, Washington D.C. 1961.##[13] J. Wu, et al. “Energ. Buildings”. 43, (2011), 1685–1693.##[14] ATOMTEX Corporation Gamma-Beta-Radiation Spectrometer AT1315, User manual. (1998). http://www.atomtex.com.##[15] M. Hosoz, H.M. Ertunc, H. Bulgurcu, “Energy Convers. Manage”. 48, (2007), 1349–1359.##[16] MATLAB 7 "Neural network tool box user's guide", Math Works Inc, 2009.##[17] T.P. Vogl, J.K. Mangis, A.K. Rigler, W.T. Zink, D.L. Alkon, “Biol. Cybern”. 59, (1988), 257–263.##
0 طراحی و بهینه سازی سلول حلقوی بیضوی برای بیناب نمایی جذبی لیزری Design and optimization of an elliptical cell for laser absorption spectroscopy https://ijpr.iut.ac.ir/article_1350.html 10.29252/ijpr.18.2.207 0 یک سلول حلقوی با سطح مقطع بیضی با اندازه فیزیکی کوچک برای افزایش طول جذب در بیناب نمایی معرفی و شبیه‌سازی شده است. در این بررسی با تغییر شعاع‌های هندسی بیضی بیشترین طول جذب برابر با 50/15 متر به دست آمد. با بهینه‌سازی سلول و وارد کردن شعاع‌های سهموی و مماسی بیضی که پرتو از روی آنها بازتاب می‌شود نشان داده شده که با بیشینه طول جذب به دست آمده واگرایی پرتو را می‌توان با بهینه‌سازی شعاع‌های یادشده تا 54 میکرون کاهش داد. سپس نسبت سیگنال به نوفه را با فرض حضور گاز co2 در سلول برای خط گذار (16)R محاسبه و نشان دادیم که این مقدار را می‌توان در حالت بهینه تا 310 افزایش داد. سرانجام با بهره‌گیری از الگوریتم ژنتیک سلول را با در نظر گرفتن همه پارامترهای مؤثر در کارایی آن بهینه‌سازی کرده، مشاهده کردیم در بهترین حالت طول جذبی برابر با 24/8 متر با سیگنال به نوفه 107 می‌توان در سلولی به شعاع‌های انحنای هندسی 95/5 و 59/4 سانتی‌متر به دست آورد. 1 . An annular cell with elliptical cross section and small physical size is introduced and simulated for increasing the absorption length in the spectroscopy. In this investigation by changing of the geometrical radius of the ellipse an absorption length of 15.50 m is obtained. By the optimization of the cell and including the sagittal and tangential radius of the ellipse that reflect the beam, it is shown that at the obtained absorption length, it is possible to reduce the divergence of the beam down to 54 µm.  Then, signal-to-noise ratio (SNR) is calculated for R(16) CO2 absorption line by assuming that the cell is filled by the gas. The results of this calculation indicated that under optimum condition the SNR can be increased up to 310. Finally, the cell is optimized using Genetic algorithm by including all the effective parameters which affect the efficiency of the cell. We found that in the best case an absorption length of 8.24 m with a SNR of 107 can be achieved when the geometrical radius of the cell being fixed at 5.95 and 4.59 cm. 207 220 امین صادقی فراز A sadeghifaraz گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اصفهان، اصفهان Iran aminsadeghifaraz@yahoo.com سعید قوامی صبوری S ghavami sabouri گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اصفهان، اصفهان Iran s.ghavami@sci.ui.ac.ir علیرضا خورسندی ِA R khorsandi گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اصفهان، اصفهان Iran a.khorsandi@sci.ui.ac.ir Absorption spectroscopy Annular multipass absorption cell 1. Hodgkinson, J. and R.P. Tatam, Optical gas sensing: a review. Measurement Science and Technology, 2013. 24(1): p. 012004.##2. Muraviev, A., et al., Quantum cascade laser intracavity absorption spectrometer for trace gas sensing. Applied Physics Letters, 2013. 103(9): p. 091111.##3. Heard, D., Analytical techniques for atmospheric measurement. 2008: John Wiley & Sons.##4. Galli, I., et al., Comb-assisted subkilohertz linewidth quantum cascade laser for high-precision mid-infrared spectroscopy. Applied Physics Letters, 2013. 102(12): p. 121117.##5. Orghici, R., et al., A microring resonator sensor for sensitive detection of 1, 3, 5-trinitrotoluene (TNT). Sensors, 2010. 10(7): p. 6788-6795.##6. Hosseinmardi, A., et al., A study on the photoluminescence properties of electrospray deposited amorphous and crystalline nanostructured ZnO thin films. Ceramics International, 2012. 38(3): p. 1975-1980.##7. Wojtas, J., et al., Cavity-Enhanced Absorption Spectroscopy and Photoacoustic Spectroscopy for Human Breath Analysis. International Journal of Thermophysics, 2014. 35(12): p. 2215-2225.##8. Bond, T., et al. Multiplexed gas spectroscopy using tunable VCSELs. in Proceedings of SPIE-The International Society for Optical Engineering. 2012. Lawrence Livermore National Laboratory (LLNL), Livermore, CA.##9. Kaur, D., et al., Multipass cell for molecular beam absorption spectroscopy. Applied optics, 1990. 29(1): p. 119-124.##10. Crawley, L.H., Application of non-dispersive infrared (NDIR) spectroscopy to the measurement of atmospheric trace gases. 2008.##11. McManus, J.B., P.L. Kebabian, and M. Zahniser, Astigmatic mirror multipass absorption cells for long-path-length spectroscopy. Applied Optics, 1995. 34(18): p. 3336-3348.##12. Hodgson, N. and H. Weber, Laser resonators and beam propagation. 2005: Springer.##13. Khorsandi, A., et al., Application of a characterized difference-frequency laser source to carbon monoxide trace detection. Chinese Physics B, 2012. 21(6): p. 064213.##14. Tuzson, B., et al., Compact multipass optical cell for laser spectroscopy. Optics letters, 2013. 38(3): p. 257-259.##15. Dyroff, C., Optimum signal-to-noise ratio in off-axis integrated cavity output spectroscopy. Optics letters, 2011. 36(7): p. 1110-1112.##16. Yariv, A., Optical electronics in modern communications. Vol. 1. 2008: Oxford university press.##17. Rothman, L.S., et al., The HITRAN 2004 molecular spectroscopic database. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer, 2005. 96(2): p. 139-204.##18. Dobrowolski, J., et al., Merit functions for more effective thin film calculations. Applied optics, 1989. 28(14): p. 2824-2831.##19. Tikhonravov, A.V., M.K. Trubetskov, and G.W. DeBell, Application of the needle optimization technique to the design of optical coatings. Applied optics, 1996. 35(28): p. 5493-5508.##
0 بررسی خواص اپتیکی نانوساختارهای هرمی شکل نقره به کمک تقریب دوقطبی مجزّا Study of Optical Properties of Ag Pyramid Nanostructures by Discrete Dipole Approximation Method https://ijpr.iut.ac.ir/article_1351.html 10.29252/ijpr.18.2.221 0 در این مقاله خواص اپتیکی نانوساختارهای هرمی شکل نقره با استفاده از تقریب دوقطبی مجزا در محیط آب مورد بررسی قرار گرفت. سطح مقطع‌های جذب، پراکندگی و خاموشی این دسته از نانوساختارها بر حسب تغییرات طول موج نور فرودی در ناحیه مرئی و فروسرخ نزدیک محاسبه شد. همچنین تغییرات ارتفاع، طول موج و پهنای نواری قله‌های سطح مقطع خاموشی (ناشی از تشدید پلاسمونی) بر حسب اندازه نانوذرات و ثابت دی الکتریک محیط مورد بررسی قرار گرفت. نتایج نشان می‌دهد که تنها دو قله مد دو قطبی و چهار قطبی در این طیف وجود دارد. 1 In this paper, we investigate optical properties of silver pyramid nanostructures (SPNs) by means of discrete dipole approximation (DDA), when these nanoparticles are embedded into the water. Absorption, scattering and extinction cross-sections of the SPNs were calculated by change of incident wavelength in visible and near infra-red region. Moreover, height, wavelength and full width at half maximum (FWHM) of extinction cross-section peaks (due to plasmon resonances) were studied by change of nanostructure&#39;s size and dielectric constant of medium. Our results show that, there are only two peaks of dipole and quadruple modes in this spectrum. 221 227 سعید رنجبر S Ranjbar گروه فیزیک، دانشگاه قم، قم Iran xehi50@yahoo.com عباس آذریان A Azarian گروه فیزیک، دانشگاه قم، قم Iran Ag pyramid nanostructures Discrete Dipole Approximation plasmon Cross-sections [1] O.V.Salata, “Applications of nanoparticles in biology and medicine,” J. Nanobiotechnology, (2004) vol. 2, no. 1, p. 3.##[2] C.J. Murphy, A.M.Gole, J.W.Stone, P.N.Sisco, A.M.Alkilany, E.C.Goldsmith, and S.C.Baxter, “Gold nanoparticles in biology: beyond toxicity to cellular imaging,” Accounts Chem. Res., (2008)vol. 41, no. 12, pp. 1721–1730.##[3] M.Homberger and U.Simon, “On the application potential of gold nanoparticles in nanoelectronics and biomedicine,” Philos. Trans. R. Soc. Math. Phys. Eng. Sci., (2010) vol. 368, no. 1915, pp. 1405–1453.##[4] J.Conde, J.Rosa, J.C.Lima, and P.V.Baptista, “Nanophotonics for molecular diagnostics and therapy applications,” Int. J. Photoenergy, (2011) vol. 2012.##[5] M.C.Daniel and D.Astruc, “Gold nanoparticles: assembly, supramolecular chemistry, quantum-size-related properties, and applications toward biology, catalysis, and nanotechnology,” Chem. Rev., (2004) vol. 104, no. 1, pp. 293–346.##[6] M. A. Yurkin and A. G. Hoekstra, “The discrete dipole approximation: an overview and recent developments,” J.Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., (2007) vol. 106, no. 1, pp. 558–589.##[7] M.A.Yurkin and A.G.Hoekstra, “The discrete-dipole-approximation code ADDA: capabilities and known limitations,” J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., (2011) vol. 112, no. 13, pp. 2234–2247.##[8] P.J.Flatau and B.T.Draine, “Discrete-dipole approximation for scattering calculations,” J.Opt Soc Am, (1994) vol. 11, p. 1491.##[9] B.T.Draine, P.J.Flatau, User Guide for the discrete dipole approximation code DDSCAT 7.2. (2012) <http://www.arxiv.org/abs/1202.3424>.##[10] V.L.Loke, M.P.Mengüc, and T.A.Nieminen, “Discrete-dipole approximation with surface interaction: Computational toolbox for MATLAB,” J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., (2011) vol. 112, no. 11, pp. 1711–1725.##[11] R.Schmehl, B.M.Nebeker, and E.D.Hirleman, “Discrete-dipole approximation for scattering by features on surfaces by means of a two-dimensional fast Fourier transform technique,” Josa, (1997) vol. 14, no. 11, pp. 3026–3036.##[12] I.Ayrancı, R.Vaillon, and N.Selcuk, “Performance of discrete dipole approximation for prediction of amplitude and phase of electromagnetic scattering by particles,” J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transf., vol. 103, (2007) no. 1, pp. 83–101.##[13] A.L.González and C.Noguez, “Influence of morphology on the optical properties of metal nanoparticles,” J. Comput. Theor. Nanosci., (2007) vol. 4, no. 2, pp. 231–238.##[14] C.F.Bohren and D.R.Huffman, “Absorption and scattering by a sphere,” Absorpt. Scatt. Light Small Part., (1983) pp. 82–129.##[15] M.Quinten, Optical properties of nanoparticle systems: Mie and beyond. (2010) John Wiley & Sons.##[16] A.Moroz, “Depolarization field of spheroidal particles,” Josa B, (2009) vol. 26, no. 3, pp. 517–527.##[17] A.Wokaun, J.P.Gordon, and P.F.Liao, “Radiation damping in surface-enhanced Raman scattering,” Phys. Rev. Lett., (1982) vol. 48, no. 14, p. 957.##[18] M.P.Marder, Condensed matter physics. (2010) Wiley.Com.##[19] C.Sönnichsen, T.Franzl, T.Wilk, G.Von Plessen, and J.Feldmann, “Plasmon resonances in large noble-metal clusters,” New J. Phys., (2002) vol. 4, no. 1, p. 93.##[20] M.Wahbeh. (2011). “Discrete-Dipole-Approximation (DDA) study of the plasmon resonance in single and coupled spherical silver nanoparticles in various configurations”.##
0 پاشندگی امواج مغناطوآکوستیکی در یک پلاسمای کوانتومی Dispersion of magneto-acoustic waves in a quantum plasma https://ijpr.iut.ac.ir/article_1352.html 10.29252/ijpr.18.2.229 0 در پژوهش حاضر به بررسی ویژگی‌های پاشندگی امواج مغناطوآکوستیکی در پلاسما و در حضور اثرات کوانتومی پرداخته می‌شود. بدین‌منظور، مجموعه‌ای شامل معادلات سیال کوانتومی و معادلات ماکسول به کار گرفته می‌شوند تا نوعی رابطه پاشندگی تعمیم یافته به دست آید. نتایج تحلیلی ما گویای تغییر رابطه پاشندگی توسط تصحیحات کوانتومی است. علاوه بر این، برآوردهای عددی نشان می‌دهند که تصحیحات مرتبط با آثار گرمایی نسبت به اثرات کوانتومی و میدان مغناطیسی از اهمیت بیشتری برخوردارند. به علاوه، نتایج نشان می‌دهند که آثار کوانتومی به جز در حد طول موج‌های کوتاه در مقایسه با آثار حرارتی و مغناطیسی قابل چشم‌پوشی هستند. سرانجام، برخی حالت‌های ویژه و نتایج آنها نیز مورد بررسی قرار می‌گیرد. 1 In this research, the dispersion properties of magneto-acoustic waves in a plasma in the presence of quantum effects are studied. For this purpose, we employ a system of quantum fluid equations and Maxwell equations to derive a generalized dispersion relation. Our analytical results show that the wave frequency is modified by quantum corrections. Also, numerical estimations reveal that the effects of thermal aspects dominate compared to the magnetic and quantum effects. Further, except for very short wavelengths, our findings show that quantum effects can be ignored compared to the thermal and magnetic effects. Finally, the results of some special limiting cases are discussed. 229 234 احمد مهرآمیز A Mehramiz گروه فیزیک، دانشکده علوم پایه، دانشگاه بین المللی امام خمینی (ره)، قزوین Iran mehramiz@sci.ikiu.ac.ir الهام شعبان سلیمانی E Sh. Soleimani گروه فیزیک، دانشکده علوم پایه، دانشگاه بین المللی امام خمینی (ره)، قزوین Iran e.shaban.soleimani@gmail.com quantum plasma Magneto-acoustic wave 1. D G Swanson, “Plasma Waves”, Academic Press (2003).##2. S E Braginskii, Sov. Phys. 2 (1957) 345.##3. N A Krall and A W Trivelpiece, “Principles of Plasma Physics”, Mcgraw- Hill New York (1973).##4. L Stenflo, and N L Tsintsadze, Astrophys. Space Sci. 64 (1979) 513.##5. L Stenflo, Physica Scripta 14 (1976) 320.##6. G S S Sweeney and P Stewart, Astron. Astrophys. 66 (1978) 139.##7. M Marklund and P K Shukla, Phys. Plasmas 13 (2006) 094503.##8. F Haas, Phys. Plasmas. 12 (2005) 062117.##9. B Shokri and A A Rukhadze, Phys. Plasmas. 6 (1999) 4467.##10. M Shahmansouri and B Farokhi, Journal of Science (JSIAU) 19 71 (2009) 1.##11. L Ghderipoor and A Mehramiz, Phys. Plasmas 19 (2012) 122110.##12. M R Rouhani, A Akbarian, and Z Mohammadi, Iranian Journal of Physics Research 16 3 (2016) 91.##13. P K Shukla, Phys. Lett. A 369 (2007) 312.##14. Ren Haijun, Wu Zhengwei, Cao Jinato, K Chu Paul, Phys. Lett. A 372 (2008) 26763.##15. F F Chen, “Introduction to Plasma Physics and Controlled Fusion”, 1 springer Los Angeles (1984).##17. P K Shukla and S Ali, Phys. Plasmas 13 (2006) 082101.##18. A A Mamun, and P K Shukla, Phys. Plasmas 8 (2001) 3513.##19. Wu Zhengwei, Ren Haijun, Cao Jintao, and K Chu Paul, Phys. Plasmas 15 (2008) 082103.##
0 ساخت لایه های نازک نانو ساختارTiO2-SnO2 تهیه شده به روش های باریکه الکترونی و سل ژل به عنوان حسگر اتانول Production of TiO2-SnO2 nano structural thin films prepared by electron beam and sol-gel methods as ethanol sensor https://ijpr.iut.ac.ir/article_1353.html 10.29252/ijpr.18.2.235 0 لایه های نازک نانوساختار 2-SnO2 TiOبروی زیرلایه شیشه به روش های باریکه الکترونی و سل ژل ساخته شدند. خواص ساختاری سطح، مورفولوژی و عبوراپتیکی لایه ها توسط پراش اشعه ایکس، میکروسکوپ الکترونی روبشی و اسپکترومتر UV/VIS/NIR انجام پذیرفت. ضخامت لایه های نازک کمتر از 300 نانومتر اندازه گیری گردید. اندازه دانه ها در روش باریکه الکترونی 20 و در روش سل ژل 30 نانومتر تخمین زده شد. خواص حسگری لایه های نازک نانوساختار در حضور گاز اتانول با آهنگ شارش cc/min 2400، 2000 و 1800 دمای 200درجه سانتیگراد بررسی گردید. 1 Nanostructured TiO2-SnO2 thin-film ethanol sensors have been fabricated on glass substrates using electron beam and sol-gel methods. The surface structure, morphology and optical transmission characteristics of the films were analyzed by X ray diffraction, scanning electron microscopy and UV/VIS/NIR spectrometry. The TiO2-SnO2 films were less than 300 nm thick and consisted of nanocrystallines about 20 nm and 33nm for electron beam and sol-gel methods respectively. The sensing characteristics of TiO2-SnO2 nano structure thin film in electron beam and sol-gel methods, in the flow rate of ethanol at 1800, 2000 and 2400 cc/min at the operating temperature of 200˚C were measured. 235 242 نرگس بیگ محمدی N Beigmohammadi دانشکده علوم پایه، دانشگاه یزد ، پژوهشگاه علوم و فنون هسته‌ای، سازمان انرژی اتمی، تهران Iran n.bm.17p@gmail.com غضنفر میرجلیلی Gh Mirjalili دانشکده علوم پایه، دانشگاه یزد Iran gmirjalili@gmail.com هادی ملکی H Maleki 2. پژوهشگاه علوم و فنون هسته‌ای، سازمان انرژی اتمی، تهران Iran hmaleki@gmail.com TiO2-SnO2 nano structure thin film Electron beam evaporation sol gel ethanol sensor 1. F Edelman, H Hahn, S Seifried, Ch Alof, H Hoche, Materials Science and Engineering B 69 (2000) 386.##2. Ch S Moon, H R Kim, G Auchterloni, J Drenna, J H Lee, Sensors and Actuators B 131 (2008) 556.##3. W Zeng, T Liu, Z Wang, Physica E 43 (2010) 633.##4. V Geraldo, L V A Scalvi, M J Saeki, T J Pereira, C V Santilli, Revista Brasileira de Aplicações de Vácuo 2 ( 2003).##5. Z. M. Shi, L. Yan, Journal of Non-Crystalline Solids 354 (2008) 4654.##6. F. Edelman, H. Hahn, S. Seifried, C. Alof, and et al, Materials Science and Engineering B 69 (2000) 386.##7. Shi Z.M., Yan L., Journal of Non-Crystalline Solids 354 (2008) 4654.##9. M Mehrabian, K Mirabbaszadeh, H Afarideh, Phys. Scr. 88 (2013).##10. J. Tauc, R. Grigorvici, A. Bancu, Phys .Status Solid (1966) 15627.##11. H Ching Lee, W S Hwang, Applied Surface Science 253 (2006) 1889.##12. N Talebian, M R Nilforoushan, Thin Solid Films 518 (2010) 2210.##13. S Ray, P S Gupta, G Singh, Journal of Ovonic Research 6 (2010) 63.##14. S Mahanty, S Roy, S Sen, Journal of Crystal Growth 261 (2004) 77.##15. M H Yeh, W S Hwang, G B Lee, Y M Lu, Materials Transactions 45 (2004) 3318.##16. R J Wu, C Y Chena, M H Chena, Y L Sun, Sensors and Actuators B 123 (2007) 1077.##17. M Parmar, K Rajanna, INTERNATIONAL JOURNAL ON SMART SENSING AND INTELLIGENT SYSTEMS 4 (2011) 710.##18. Z Wen, L Tian mo, Physica B 405 (2010) 1345.##
0 اثر تغییر تابع توزیع انرژی فوتون‌ها بر شرایط احتراق سوخت هم مولار دوتریوم- تریتیوم The investigation of photons energy distribution changing in ignition condition of equimolar deuterium- tritium fuel https://ijpr.iut.ac.ir/article_1354.html 10.29252/ijpr.18.2.243 0 با شروع احتراق گرما هسته‌ای در یک پلاسمای گداخت، تابش ترمزی پدیده غالب اتلافی است، تابع توزیع فوتون‌ها، پلانکی و پلاسما از نظر اپتیکی ضخیم محسوب می‌شود. اما در انرژی مشخصی، آهنگ اتلاف تابش ترمزی و پراکندگی کامپتون با هم برابر شده و پلاسما، گذاری از حالت اپتیکی ضخیم به حالت اپتیکی نازک انجام می‌دهد و تابع توزیع فوتون‌ها نیز به توزیع بوز- انیشتین تغییر می‌کند. غالب شدن پراکندگی کامپتون و ثابت ماندن تعداد فوتون‌ها در این پدیده باعث افزایش دمای فوتون‌ها و کاهش اثر منفی پراکندگی کامپتون در معادله توازن انرژی الکترون‌ها می‌شود. در این مقاله اثر تغییر تابع توزیع فوتون‌ها در محاسبه پارامتر بحرانی احتراق گرما هسته‌ای در یک سوخت هم مولار دوتریوم- تریتیوم با استفاده از یک کد فرترن بررسی شده و نتایج با حالت معمول که در آن فوتون‌ها در کل فرایند احتراق، دارای توزیع پلانکی هستند مقایسه شده است   1 At the beginning of thermonuclear ignition in fusion plasma, the bremsstrahlung radiation is dominant phenomenon, the photons distribution function is Planckian and plasma is considered as optically thick one. But at a certain energy, the bremsstrahlung radiation and Compton scattering losses rates become equal and plasma makes a transition from optically thick to optically thin and photons distribution switches from Planckian to a Bose-Einstein one. Dominating the Compton scattering and conservation of photon number density in this event, cause to increase the photons temperature and to decrease the negative role of Compton scattering in electrons balance equation. In this paper the photons distribution change effect in calculating of critical burn-up parameter by using of a Fortran programming code is investigated and the results are compared with a typical case where the photons have Planckian distribution throughout the ignition. 243 249 عباس قاسمی زاد A Ghasemizad گروه فیزیک، دانشگاه گیلان، رشت Iran ghasemi@guilan.ac.ir مهدی نظیر زاده M Nazirzadeh گروه فیزیک، دانشگاه خاتم الانبیاء، تهران Iran mehdinaziry@yahoo.com بابک خان بابائی B Khanbabaei دانشکده فیزیک، دانشگاه دامغان، دامغان Iran b.khanbabaei@du.ac.ir Compton scattering bremsstrahlung radiation dilution factor critical burn-up parameter 1. K Molvig, M Alme, R Webster, and C Galloway, Phys Plasmas 16 (2009) 023301.##2. S Atzeni and T V Meyer, “The Physics of Inertial Fusion”, Oxford University Press, Oxford (2007).##3. J M Martinez-Val, S Eliezer, Z Henis, and M Piera, Nucl. Fusion 38 (1998)1651.##4. A M Frolov, V H Smith, and G T Smith, Can J Phys 80 (2002) 43.##5. B Nayak and S V G Menon, Laser Part Beams 30 (2012) 517.##6. D A Knoll, R B Lowrie, and J E Morel, J. Comput Phys. 226 (2007) 1332.##7. S Atzeni, Comp. Phys. Commn. 43 (1986) 107.##8. N A Tahir, K A Long, and E W Long, J. Appl. Phys. 60 (1986) 898.##9. E N Avrorin, L P Feoktistov, and L I Shibarshov, Sov. J. Plasma Phys. 6 (1980)527.##10. Y B Zel’dovich and Y B Raizer, “Physics of Shock Waves and High-Temperature Hydrodynamic Phenomena”, Academic Press, New York (1966).##11. S Eliezer, Z Henis, J M Martinez-Val, and I Vorobeichik, Nucl Fusion 40 (2000)195.##12. M M Basko, Nucl Fusion 30 (1990) 2443.##13. S Atzeni, Jpn. J. Appl. Phys. 34 (1995) 1980.##14. S J Blundell and K M Blundell, “Concepts in Thermal Physics”, Oxford University Press, New York (2006)##
0 محاسبات آسیب تابش به منظور شبیه سازی تابش نوترون با تابش یون و توسعه برنامه محاسباتی AMTRACK Calculation of Radiation Damage for Simulation of Neutron Radiation Damage by Ion Irradiation and Development AMTRACK Program. https://ijpr.iut.ac.ir/article_1355.html 10.29252/ijpr.18.2.251 0 یکی از مهم‌ترین نتایج تابش نوترون بر روی هدف جابه‌جایی اتم‌های ماده از محل ثابت خود در شبکه کریستالی در پی یک واکنش هسته‌ای می‌باشد، که این پدیده موجب ایجاد آسیب تابشی نوترونی می‌شود. آسیب تابشی نوترونی را می‌توان با استفاده از تابش یون‌های سبک و سنگین شبیه‌سازی کرد، این روش شرایط انعطاف پذیری را در زمان تابش یون فراهم می­آورد. داشتن دانش مقدماتی از اتم‌های پس زده شده اولیه (PKA)1و همچنین چگونگی توزیع عیوب نقطه‌ای ثانویه نسبت به انرژی اتم‌های پس زده اولیه نخستین گام برای شبیه‌سازی آسیب تابشی نوترونی می‌باشد، سپس محاسبه میزان آسیب &quot;جابه‌جایی به ازای هر اتم شبکه (DPA)2&quot; و چگونگی نفوذ عمقی آسیب در نمونه مراحل بعدی محاسبات است. در این مطالعه از کد MCNPX و کد SRIM به ترتیب برای شبیه‌سازی برهم‌کنش نوترون و یون‌های پر انرژی با مواد استفاده شده و سپس یک برنامه جدید ( AMTRACK) با نرم‌افزار MATLAB نوشته شده که مشخصات PKA ها و همچنین مشخصات عیوب نقطه‌ای ایجاد شده را مورد تجزیه و تحلیل قرار می‌دهد. با مقایسه طیف اتم‌های پس زده شده و همچنین طیف وزنی عیوب نقطه‌ای ناشی از یون‌ها و نوترون‌ها چگونگی آسیب یونی و نوترونی مقایسه می‌شود و بهترین یون‌ها برای شبیه‌سازی آسیب تابشی نوترونی در راکتورها تعیین می‌شوند. هدف نهایی ما این است که با توسعه برنامه‌ای مقدمات فیزیکی و آزمایشگاهی لازم برای جایگزینی تابش یون به جای تابش نوترون را فراهم کرده و از این طریق به آسیب تابشی نوترونی دست پیدا کنیم. 1 One of the most important results of neutron irradiation on targets is that atoms are displaced from their lattice sites after that a nuclear reaction. The neutron irradiation damage is often simulated by using light/heavy ion irradiations, which prepare flexible irradiation conditions. The knowledge of primary knock-on atoms (PKA) and point defect energy distribution is the first step to simulate radiation damage induced by neutrons and also calculation of the amount of damage in “displacements per atom” (DPA) and damage profile in target is another purpose. In this study the MCNP code and SRIM code have been used to simulate the interaction of neutrons and energetic ions with materials then a new program was written by MATLAB software, AMTRACK, which analyzed PKA and point defect specifications. Finally the comparison of fraction of recoils spectra as well as weighted recoil spectra induced by ions/neutrons leads to determine best ions and its energy to simulate damage in reactors and our final goal is to be able to predict the amount and profile of radiation damage by best ion and neutron spectrum.  251 261 علی محمدی A Mohammadi گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اراک، اراک Iran am1360@gmail.com سعید حمیدی S Hamidi گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اراک، اراک Iran s-hamidi@araku.ac.ir محسن اسدی اسدآباد M Asadi Asadabad پژوهشکده مواد و سوخت هسته‌ای، پژوهشگاه علوم و فنون هسته‌ای، ایران Iran asadimohsen@gmail.com Radiation damage defect production Primary recoil spectra weighted recoil spectra MCNP code SRIM code AMTRACK program [2] G.S. Was, Fundamentals of Radiation Materials Science, 2013.##[3] R.S. Averback, Journal of Nuclear Materials 216 (1994) 49–62.##[4] A. Mohammadi, S. Hamidi, M.A. Asadabad, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms 412 (2017) 19–27.##[5] M.R. Gilbert, J. Marian, J.C. Sublet, Journal of Nuclear Materials 467 (2015) 121–134.##[6] L. Luneville, D. Simeone, D. Gosset, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms 250 (2006) 71–75.##[7] J.F. Ziegler, in:, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms, 2004, pp. 1027–1036.##[8] J.F. Ziegler, M.D. Ziegler, J.P. Biersack, SRIM – The Stopping and Range of Ions in Matter ( 2010 ), Ion Implantation Press, 2010.##[9] J.P. Biersack, J.F. Ziegler, The Stopping and Range of Ions in Solids, pergamon Press, 1982.##[10] J.F. Ziegler, M.D. Ziegler, J.P. Biersack, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, Section B: Beam Interactions with Materials and Atoms 268 (2010) 1818–1823.##[11] D.B. Pelowitz, (2010).##[12] B. Khorsandi, T. Blue, W. Windl, J. Kulisek, S. Dean, Journal of ASTM International 3 (2006) 100358.##[13] P. Vladimirov, S. Bouffard, Comptes Rendus Physique 9 (2008) 303–322.##[14] M.T. Robinson, Journal of Nuclear Materials 216 (1994) 1–28.##[15] S. Fazel, G. Ardekani, K. Hadad, Nuclear Energy and Technology 3 (2017) 73–80.##[16] S.F. Ghazi Ardekani, K. Hadad, Progress in Nuclear Energy 99 (2017) 96–102.##
0 تبادل تابش گرمایی بین دو تیغه مغناطو‌دی‌الکتریک متا ماده با ضخامت متناهی در شرایط غیرتعادلی Radiative heat transfer between two magnetodielectric metamaterial slabs with finite thickness in non-equilibrium situation https://ijpr.iut.ac.ir/article_1356.html 10.29252/ijpr.18.2.263 0 در این مقاله سامانه‌ای متشکل از دو تیغه مغناطو‌دی‌الکتریک تخت با دماهای متفاوت را در نظر می‌گیریم که در خلأ با دمای صفر مطلق و فاصله جدایی ناچیز از یکدیگر قرار گرفته‌‌اند. بر اساس رهیافت کوانتش کانونی میدان الکترومغناطیسی در حضور محیط‌های جاذب، تبادل تابش گرمایی ناشی از افت و خیزهای کوانتومی و گرمایی را در این سامانه غیر‌تعادلی ولی ایستا بررسی می‌کنیم. بدین منظور، با استخراج روابط همبستگی‌ کوانتومی بین عملگرهای نوفه قطبش و مغناطش و به دست آوردن تانسور گرین الکترومغناطیسی سامانه به محاسبه میانگین آنسامبلی بردار پوئینتینگ می‌پردازیم. در نهایت با استفاده از نتایج عددی بردار پوئینتینگ به تجزیه و تحلیل تابش مبادله شده در سامانه مزبور می‌پردازیم.   1 In this paper, we consider a system including two maghnetodielectric slabs with different temperature that are placed in vacuum at zero temperature and very short separation distances from each other. Based on the canonical quantization of the electromagnetic field in the presence of dissipative media, we investigate the radiative heat transfer arising from thermal and quantum fluctuations in out of thermal equilibrium but stationary situation. For this purpose, we calculate the ensemble average of Poynting vector by driving quantum correlation relations between noise polarization and magnetization operators and extracting the electromagnetic Green tensor of the system. Finally, we analyze the transferred radiation of aforementioned system by employing the numerical result of the Poynting vector. 263 280 سحر بیاتی S Bayati گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه شهرکرد، شهرکرد Iran phsnbayati@gmail.com احسان عموقربان E Amooghorban گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه شهرکرد، شهرکرد، گروه پژوهشی فوتونیک، دانشگاه شهرکرد، شهرکرد Iran amoghorban@gmail.com علی مهدی‌فر A Mahdifar گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه شهرکرد، شهرکرد. گروه فیزیک، دانشکده علوم، دانشگاه اصفهان، اصفهان Iran ali.mahdifar@gmail.com Quantization of the electromagnetic field Radiative heat Electromagnetic Green tensor Propagating and evanescent waves Surface polariton [1] Sh. Shen, A. Narayanaswamy, and G. Che, Nano lett 9 (2009) 2909.##[2] C. M. Hargreaves, Phys. Lett. A 30 (1969) 491.##[3] D. Polder and M. V. Hove, Phys. Rev. B 4 (1971) 3303.##[4] J. B. Pendry, J. Phys.: Condens. Matter, 11 (1999) 6621.##[5] J. P. Mulet, K. Joulain, R. Carminati, and J. J. Greffet, Microscale Thermophys. Eng. 6 (2002) 209.##[6] K. Joulain, J. P, Mulet, F. Marquier, R. Carminati and J. J. Greffet, ‎Surf. Sci. Rep. 57 (2005) 59.##[7] C.J. Fu, Z.M. Zhang, Int. J. Heat Mass Transfe 49 (2006) 1703.##[8] S. Basu, Z. M. Zhang, and C. J. Fu, Int. J. Energy Res. 33 (2009), 1203.##[9] S. A. Dyakov, J. Dai, and M. Yan, Phys. Rev. B 90 (2014) 045414.##[10] G. Domingues, S. Volz, K. Joulain, and J. J. Greffet, Phys. Rev. Lett. 94 (2005) 085901.##[11] A. Narayanaswamy and G. Chen, Phys. Rev. B 77 (2008) 075125.##[12] G. V. Dedkov and A. A. Kyasov, J. Comput. Theor. Nanosci. 7 (2008) 2019.##[13] A. I. Volokitin and B. N. J. Persson, Phys. Rev. B 63 (2001) 205404.##[14] O. Huth, F. R. uting, S. A. Biehs, and M. Holthaus, Phys. J. Appl. Phys 50 (2010) 1603.##[15] M. Kruger, T. Emig and M. Kardar, Phys. Rev. Lett. 106 (2011) 210404.##[16] M. Kruger, T. Emig, G. Bimonte and M. Kardar, Phys. Rev. B 86 (2012) 115423.##[17] K. Park, S. Basu, W.P. King and Z.M. Zhang, J. Quant. Spectrosc. Radiat. Transfer 109 (2008) 305.##[18] B. Guha, and C. Otey, C. B. Poitras, sh. Fan, and M. Lipson, Nano Lett. 9 (2012) 4546.##[19] M. Francoeur, M. P. Menguc, and R. Vaillon, Appl. Phys. Lett.93 (2008) 043109.##[20] P. Ben-Abdallah, K. Joulain, J. Drevillon, and G. Domingues, J. Appl. Phys. 106 (2009) 044306.##[21] K. Joulain, J. Drevillon and P. Ben-Abdallah, Phys. Rev. B 81 (2010) 165119.##[22] M. Morshed Behbahani, E. Amooghorban, and A, Mahdifar, Phys. Rev. A 94 (2016) 013854.##[23] M. S. Tomas, Phys. Rev. A. 51 (1995) 2545.##[24] E. Amooghorban, and F. Kheirandish, Phys. Rev. A. 84 (2010) 042901.##[25] E. Amooghorban, M. Wubs, N. A. Mortensen, and F. Kheirandish, Phys. Rev. A. 84 (2011) 013806.##[26] J. J. Hopfield, Phys. Rev. 112 (1958) 1555.##
0 بررسی تاثیر زاویه تزریق بر شتاب الکترون در شتابدهنده میدان عقبه لیزری با حضور میدان مغناطیسی خارجی Investigation the influence of injection angle on electron acceleration in laser wake-field accelerator with the presence of external magnetic field https://ijpr.iut.ac.ir/article_1357.html 10.29252/ijpr.18.2.283 0 در این مقاله تأثیر تکانه اولیه و زاویه تزریق الکترون‌ها به داخل پلاسمای مغناطیده در یک شتاب‌دهنده میدان عقبه لیزری مورد مطالعه قرار گرفته است. دیده شد که استفاده از میدان مغناطیسی خارجی در خلاف جهت انتشار پالس لیزری منجر به افزایش دامنه میدان عقبه و کاهش سرعت گروه پالس لیزری در مقایسه با حالت استفاده از میدان مغناطیسی خارجی در جهت انتشار پالس لیزری یا حالت پلاسمای غیرمغناطیده می‌شود. نتایج حاصل نشان می‌دهد تأثیر تغییرات تکانه اولیه روی انرژی نهایی کسب شده توسط الکترون در مقایسه با تأثیر تغییرات زاویه تزریق کمتر است. مشاهده شد با افزایش زاویه تزریق، الکترون می‌تواند مدت بیشتری در فاز شتاب قرار گرفته و به انرژی نهایی بیشتری برسد. بیشترین انرژی کسب شده در حالت اعمال میدان مغناطیسی معکوس بوده و در حدود GeV 5/2 است. همچنین با افزایش زاویه تزریق، واگرایی الکترون‌ها افزایش می‌یابد و کمترین واگرایی مربوط به حالت میدان مغناطیسی در خلاف جهت انتشار پالس است. 1 In this paper, the influence of initial momentum and the injection angle of electron in to the magnetized plasma in a laser wake-field accelerator have been studied.It has been seen that the use of external magnetic field in the opposite direction of laser pulse propagation leads to an increase in the wake-field amplitude and a decrease in laser pulse group velocity in comparison to the use of external magnetic field in same direction of laser pulse propagation or unmagnetized plasma case. The results show, the effect of initial momentum variation on the final energy gained by electron is lower in comparison with the effect of injection angle variation. It is observed when the injection angle is increased, the electron can stay more in acceleration phase and reach to more final energy. The maximum final energy of accelerated electron is about 2.5 GeV when the magnetic field is applied along the reverse direction. Also, the electron energy is increased with the increase of injection angle and lowest energy is related to the case of magnetic field applied along the reverse direction. 283 290 مهدی عصری M asri گروه فیزیک، دانشکده علوم پایه، دانشگاه گنبد کاووس، گنبد کاووس Iran mehdi.asri@gmail.com Electron injection Magnetized plasma Laser wake-field electron acceleration 1. C Maher-McWilliams, P Douglas, and P F Barker, Nat. Photonics 6 (2012) 386.##2. W Luo, H B Zhuo, Y Y Ma, X H Yang, N Zhao, and M Y Yu, Laser Part Beams 31 (2013) 89.##3. M Lamehi Rashti, F Ghasemi, S Zarei, H Sayyar, H Aleebrahim, M Khosravani, M Ansari, M Yahaghi, AH Mirdamadi, and SH Madani, Iranian Journal of Physics Research 15 2 (2015) 119.##4. LHC–The Large Hadron Collider, http://lhc.web.cern.ch/lhc/##5. T Tajima and J M Dawson, Phys. Rev. Lett. 43 (1979) 267.##6. R A Snavely et al., Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 2945.##7. A J Mackinnon, M Borghesi, S Hatchett, M Key, P Patel, H Campbell, A Schiavi, R Snavely, S Wilks, and O. Willi, Phys. Rev. Lett. 86 (2001) 1769.##8. D Strickland and G Mourou, Optics Communications 56 (1985) 219.##9. G Malka, E Lefebvre, J L Miquel, Phys. Rev. Lett. 78 (1997) 3314.##10. W Yu, V Bychenkov, Y Sentoku, M Y Yu, Z M Sheng, K Mima, Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 570.##11. D N Gupta, C M Ryu, Phys. Plasmas 12 (2005) 053103; K P Singh, J. Appl. Phys. 100 (2006) 044907.##12. F Sohbatzadeh, H Aku, J. Plasmas Phys. 77 (2011) 39.##13. M Akhyani, M Rezaei-Pandari, F Jahangiri, A R Niknam, and R Massudi, Iranian Journal of Physics Research 17 2 (2017) 36.##14. E Esarey, P Sprangle, J Krall, and A Ting, IEEE Trans. Plasma Sci. 24 (1996) 252.##15. S P D Mangles et al., Nature (London) 431 (2004) 535.##16. J Faure, C Rechatin, A Norlin, A Lifschitz, Y Glinec, and V Malka, Nature (London) 444 (2006) 737.##17. S Kneip, S R Nagel, S Martins, C Bellei, and et al., Phys. Rev. Lett. 103 (2009) 035002.##18. C E Clayton, K A Marsh, A Dyson, M Everett, A Lal,W P Leemans, R Williams, and C Joshi, Phys. Rev. Lett.70 (1993) 37.##19. W P Leemans, B Nagler, A J Gonasalves, C Toth, K Nakamura, C G R Geddes, E Esarey, C B Schroeder,and S M Hooker, Nature Phys. 2 (2006) 696.##20. C E Clayton, J E Ralph, F Albert, R A Fonseca, S H Glenzer, C Joshi, W Lu, K A Marsh, S F Martins, W B Mori, A Pak, F S Tsung, B B Pollock, J S Ross, L O Silva, and D H Froula, Phys. Rev. Lett. 105 (2010) 105003.##21. C D Barnes, et al., In Proc. PAC 2003. IEEE (2003) 1530.##22. V B Krasovitskii, V G Dorofeenko, V I Sotnikov, B S Bauer, Phys. Plasmas 11 724 (2004).##23. D N Gupta, N Kant, D E Kim, H Suk, Phys. Lett. A 368 (2007) 402.##24. R S Bonabi and M E Abari, Phys. Plasmas 17 (2010) 032101; D N Gupta, H Suk, and M S Hur, Appl. Phys. Lett. 91 (2007) 211101.##25. A Kargarian, H Mehdian, and A Hasanbeigi, Iranian Journal of Physics Research 14 1 (2014) 9.##26. T Hosokai, A Zhidkov, A Yamazaki, Y Mizuta, M Uesaka, and R Kodama, Appl. Phys. Lett. 96 (2010) 121501.##27. M J H Luttikhof, A G Khachatryan, F A van Goor and K-J Boller, Phys. Plasmas 14 (2007) 083101.##28. M J H Luttikhof, A G Khachatryan, F A van Goor, K-J Boller and P Mora, Laser Part. Beams 27 (2009) 69.##29. H S Ghotra, N Kant, Phys. Plasmas 23 (2016) 053115.##30. P Jha, A Saroch, R K Mishra, and A K Upadhyay, Phys. Rev. ST Accel. Beams 15 (2012) 081301.##31. E Esarey, C B Schroeder, and W P Leemans, Reviews of Modern Physics 81 3 (2009) 1229.##32. M Marklund, P K Shukla, L Stenflo, G Brodin and M Servin, Plasma Phys. Control. Fusion 47 (2005) 25.##
0 بررسی سیستم جفت شده K ̅K ̅N-πK ̅Σ با استفاده از روش فدیف Investigation of the coupled K ̅K ̅N-πK ̅Σ system using Faddeev method https://ijpr.iut.ac.ir/article_1358.html 10.29252/ijpr.18.2.291 0 بر اساس روش غیرنسبیتی فدیف AGS، محاسبات سه‌جسمی را برای سیستم جفت شده و شبه مقید KKN-πKΣ  در فضای تکانه انجام داده‌ایم. برای مطالعه وابستگی انرژی سیستم دوکائونی به برهم‌کنش جفت شده KN-πΣ ، از مدل‌های مختلف پدیده شناختی که دارای ساختار تک‌قطبی و دوقطبی حالت تشدیدی (1405)Λ هستند، استفاده کرده‌ایم. همچنین نقش برهم‌کنش دافعه KK در این سیستم مورد بررسی قرار گرفته است. با توجه نتایج کار حاضر، انرژی حالت شبه مقید KKN-πKΣ در بازه MeV 28-17 و پهنای آن در بازه MeV 110-61 قرار می‌گیرد. 1 Base on the non-relativistic Faddeev AGS method, three-body calculations of the coupled and quasi-bound KKN-πKΣ system are performed in the momentum space. Different phenomenological models of KN-πΣ potentials with one and two-pole structures of KN-πΣ resonance are used to study the dependence of double-kaonic system binding energy on the coupled KN-πΣ interaction. Also, the effect of the KK  repulsive interaction is investigated in this system. The results of this work show that the binding energy of KKN-πKΣ quasi-bound state is 61-110MeV and the width is about .  291 299 سجاد مری S Marri دانشکده فیزیک، دانشگاه صنعتی اصفهان، اصفهان Iran s.marri@ph.iut.ac.ir سید ظفراله کلانتری S Z Kalantari دانشکده فیزیک، دانشگاه صنعتی اصفهان، اصفهان Iran zafar@cc.iut.ac.ir جعفر اسماعیلی J Esmaili گروه فیزیک، دانشکده علوم پایه، دانشگاه شهرکرد، شهرکرد Iran jesmaili@ph.iut.ac.ir Λ(1405) kaonic nuclei and K^- K^- p 1. C J Batty, E Friedman and A Gal, Phys. Rep. 287 (1997) 385.##2. Y Akaishi, and T Yamazaki, Phys. Rev. C 65 (2002) 044005.##3. T Yamazaki, and Y Akaishi, Phys. Lett. B 535 (2002) 70.##4. T Yamazaki, and Y Akaishi, Phys. Rev. C 76 (2007) 045201.##5. T Kishimoto et al., Nucl. Phys. A 745 (2005) 383.##6. M Agnello et al., Phys. Rev. Lett. 94 (2005)212303.##7. T Yamazaki et al., Phys. Rev. Lett. 104 (2010) 132502.##8. K Nakamura, J. Phys. G 37 (2010) 075021.##9. J Esmaili, Y Akaishi, and T Yamazaki, Phys. Lett. B 686 (2010) 23.##10. J Esmaili, Y Akaishi, and T Yamazaki, Phys. Rev. C 83 (2011) 055207.##11. M Iwasaki et al., Phys. Rev. Lett. 78 (1997) 3067; T M Ito, et al., Phys. Rev. C 58 (1998) 2366.##12. G Beer et al., Phys. Rev. Lett. 94 (2005) 212302.##13. Y Nogami, Phys. Lett. 7 (1963) 288.##14. N V Shevchenko, A Gal, and J Mares, Phys. Rev. Lett. 98 (2007) 082301.##15. N V Shevchenko, A Gal, J Mares, and J Revai, Phys. Rev. C 76 (2007) 044004.##16. Y Ikeda, and T Sato, Phys. Rev. C 76 (2007) 035203.##17. Y Ikeda, and T Sato, Phys. Rev. C 79 (2009) 035201.##18. A Dote, T Hyodo, and W Weise, Nucl. Phys. A 804 (2008) 197.##19. A Dote, T Hyodo, and W Weise, Phys. Rev. C 79 (2009) 014003.##20. Y Ikeda, H Kamano, and T Sato, Prog. Theor. Phys. 124 (2010) 533.##21. J. Esmaili et al., Iranian Journal of Physics Research 12 2 (2012) 137.##22. S Marri and S Z Kalantari, Eur. Phys. J. A 52 (2016) 282.##23. S Marri, S Z Kalantari, and J Esmaili, Eur. Phys. J. A 52 (2016) 361.##24. T Nagae, J-PARC proposal E27; Y Ichikawa et al., Prog.Theor. Exp. Phys. 021 D (2015) 01.##25. M Iwasaki et al., J-PARC E15 proposal; T Hiraiwa, et al., Int. J. Mod. Phys. A 26 (2011) 561.##26. N Kaiser, P B Siegel, and W Weise, Nucl. Phys. A 594 (1995) 325; E Oset and A Ramos, ibid. A 635 (1998) 99; J A Oller, and U G Meissner, Phys. Lett. B 500 (2001) 263; M F M Lutz, and E E Kolomeitsev, Nucl. Phys. A 700 (2002) 193.##27. Y Ikeda et al., Prog. Theor. Phys. 125 (2011) 1205.##28. Y Kanada-En’yo, and D Jido, Phys. Rev. C 78 (2008) 025212.##29. T Hyodo, and W Weise, Phys. Rev. C 77 (2008) 035204.##30. N V Shevchenko, and J Haidenbauer, Phys. Rev. C 92 (2015) 044001.##31. N V Shevchenko, Nucl. Phys. A 890-891 (2012) 50.##32. N V Shevchenko, and J Revai, Phys. Rev. C 90 (2014) 034003.##33. L D Faddeev, Sov. Phys. JEPT 12 (1961) 1014; “Mathematical aspects of the three-body problem in quantum scattering theory”, Stelov Math. Institute 69 (1963).##34. A Yacubovsky, Sov. J. Nucl. Phys. 5 (1967) 1312.##35. E O Alt, P Grassberger, and W Sandhas, Nucl. Phys. B 2 (1967) 167.##36. N V Shevchenko, Phys. Rev. C 85 (2012) 034001.##37. Y Ikeda, T Hyodo, and W Weise, Nucl. Phys. A 881 (2012) 98.##38. Y Yamaguchi, Phys. Rev. 95 (1954) 1628.##39. S Maeda, Y Akaishi, and T Yamazaki, Proc. Jpn. Acad. Ser. B 89 (2013) 418.##40. S R Beane, et al., (NPLQCDCollaboration), Phys. Rev. D 77 (2008) 094507##
0 اثرات خود- میدان‌های الکتریکی و مغناطیسی روی جفت شدگی امواج در لیزر الکترون آزاد با پلاسمای زمینه Influence of self-electric and self-magnetic fields on coupling of waves in free electron laser with background plasma https://ijpr.iut.ac.ir/article_1359.html 10.29252/ijpr.18.2.301 0 در مقاله حاضر، ناپایداری امواج در لیزر الکترون آزاد با زمینه پلاسما با در نظر گرفتن خود- میدان ‏های الکتریکی و مغناطیسی بررسی می شود. رابطه پاشندگی در رژیم رامان برای لیزر الکترون آزاد در حضور میدان مغناطیسی ویگلر پیچشی و میدان مغناطیسی محوری یکنواخت با شرایطی که همه مد ها می‌توانند جفت شدگی ناپایدار ایجاد کنند به دست می‌آید. رابطه پاشندگی به دست آمده را به منظور بررسی اثرات خود- میدان‌ها روی ناپایداری امواج به طور عددی حل می‏‌کنیم. نتایج نشان می‌دهد که بیشینه نرخ رشد برای مدارهای گروهI  کاهش می‌‏یابد و برای مدارهای گروه II در مقایسه با حالتی که خود میدان‌ها وجود ندارند افزایش می‌‏یابد 1 In this study, waves instability in free electron laser with background plasma, under the influence of self-electric and self-magnetic fields, are analyzed. A dispersion relation in the Raman regime for free electron laser with a helical wiggler magnetic field and an axial magnetic field derived in which all possible wave modes can have unstable couplings with each other. This dispersion relation is solved numerically to investigate the influence of self-fields on unstable couplings. It was found that self-fields reduce the growth rate of the group I orbits and increase it in the group II orbits. 301 311 تقی محسن پور T Mohsenpour گروه فیزیک اتمی و مولکولی، دانشکده علوم، دانشگاه مازندران، بابلسر Iran mohsenpour@umz.ac.ir محرم اکبری آلاشتی M Akbari Alashti گروه فیزیک اتمی و مولکولی، دانشکده علوم، دانشگاه مازندران، بابلسر Iran akbarialashti89@yahoo.com free electron laser background plasma helical wiggler instability coupling [1] B L Qian, et al., Phys.Plasma 1 (1994) 4089.##[2] A Sharma and V K Tripathi, Phys. Fluids B 5 (1993) 171.##[3] A Sharma and V K Tripathi, Phys. Plasmas 3 (1996) 3116.##[4] W Liu, et al., Int. J. Infrared Millim. Waves 25 (2004) 1053.##[5] K H Tsui and A Serbeto, Phys. Rev. E 58 (1998) 5013.##[6] K K Pant and V K Tripathi, IEEE Trans. Plasma Sci. 22 (1994) 217.##[7] J Parashar, et al., J. Plasma Phys. 58 (1997) 613.##[8] S Babaei, and B Maraghechi, Phys. Plasmas 14 (2007) 053114.##[9] T Mohsenpour and H Alirezaee, Phys. Plasmas 21 (2014) 082113.##[10] T Mohsenpour and N Mehrabi, Phys. Plasmas 20 (2013) 082133.##[11] T Mohsenpour and O K Rezaee Rami, Phys. Plasmas 21 (2014) 072113.##[12] H Ehsani Amri and T Mohsenpour, Phys. Plasmas 23 (2016) 022101.##[13] T Mohsenpour and H Ehsani Amri, Chin. Phys. Lett. 30 (2013) 034102.##[16] P Weng-Bing and C Ra-Shen, Int. J .Electronics 65 (1988) 551.##[17] A Serbeto and M Virginia Alves, IEEE Trans. Plasma Sci. 21 (1993) 243.##[18] V Petrillo, et al., Phys. Rev. E 51 (1995) 6293.##[19] R N Agarwal, et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 24 (1996) 1197.##[20] S Babaei and B Maraghechi, Phys. Plasmas 15 (2008) 013102.##[21] T Mohsenpour and B Maraghechi, J. plasma physics 81 (2015) 1.##[22] T Kwan and J M Dawson, Phys. Fluids 22 (1979)1089.##[23]. H P Freund, et al., Phys. Rev. A 26 (1982) 2004.##[24] J E Willett, et al., J. Plasma Phys. 66 (2001) 301.##[25] H P Freund, et al., Phys. Fluids B 5 (1993) 2318.##[26] M Esmaeilzadeh, et al., J. Plasma Physics 71 (2005) 367.##
0 مهندسی گاف انرژی نانوسیم کربنی اشباع شده و مطالعه تاثیرات آلائیدگی با مولکول آمونیاک به کمک محاسبات آغازین (Ab initio) Engineering energy gap of the carbon saturated nanowire and investigation of ammonia molecule doping effects by using initial calculations (Ab initio). https://ijpr.iut.ac.ir/article_1360.html 10.29252/ijpr.18.2.313 0 در این مقاله تأثیرات اندازه و جهت گیری رشد و همچنین تأثیر آلائیدگی با مولکول آمونیاک (NH3)، بر خواص الکترونی نانوسیم کربنی با ساختار الماسی اشباع شده با هیدروژن (DNw:H) بررسی شده است. این بررسی به روش نظریه تابعی چگالی (DFT) و حل معادله کوهن- شم با رهیافت میدان خودسازگار (SCF) و با در نظر گرفتن تقریب چگالی موضعی (LDA) انجام گرفت. مورفولوژی نانوسیم‌ها از نوع استوانه‌ای با جهت گیری رشد (111) و سطح جانبی آنها توسط اتم‌های هیدروژن، اشباع شده است. نتایج محاسبات نشان می‌دهد گاف نواری این نانوسیم‌ها به علت بالا بودن نسبت سطح به حجم و به وجود آمدن تراز‌های سطحی، از گاف الماس انبوهه، کوچک‌تر است. نتایج محاسبات ناشی از آلائیدگی مولکول آمونیاک با یکی از اتم‌های کربن سطح جانبی نانوسیم الماس اشباع شده با هیدروژن در جهت (100)، منجر به کاهش گاف نواری شد؛ به گونه‌ای که نانوسیم به یک نیمه رسانای نوع n تبدیل شد 1 In this paper size effects, growth orientation and also doping by Ammonia molecule (NH3) on the carbon nanowire properties with saturated diamond structure by (DNw:H) have been investigated. This study was carried out using DFT theory and Kohn-Sham equation by self-consistent field (SCF) that performed by local density approximation (LDA). The nanowires morphology is cylindrical with [111] growth orientation and their lateral surface was saturated by hydrogen atoms. The results show that band gap of these nanowires is smaller to bulk diamond due to high surface to volume ratio and formation surface level. The results of ammonia molecule doping with carbon surface atoms at saturated diamond nanowire in [100] orientation lead to decrease in band gap until nanowire converted into a n-type semiconductor.   313 320 فرح مرصوصی F marsusi گروه فیزیک دانشگاه صنعتی امیرکبیر Iran marsusifarah@gmail.com سیدمصطفی منوری S M monavari گروه فیزیک دانشگاه صنعتی امیرکبیر Iran seyyedmostafamonavari@gmail.com Dopant Ammonia Diamond cut of energy growth orientation self-consistent field density of states quantum confinement band gap nanowire density functional theory [1] Mansoori, G. Ali; “Advances in atomic & molecular nanotechnology”, United Nations Tech Monitor, UN-APCTT Tech Monitor, 2002.‌##[2] Appell, D; &quot;Nanotechnology&quot; wired for success Nature, 2002.##[3] Drexler, K. Eric; “Nanosystems: molecular machinery, manufacturing, and computation”, John Wiley & Sons, Inc, 1992.‌##[4] Mikolajick, Thomas, et al; “Silicon nanowires a versatile technology platform”, physica status solidi (RRL)-Rapid Research Letters, 2013.‌‌##[5] Ijima, S; &quot;Helical microtubules of graphitic carbon&quot;; Nature; 1991##[6] Shiomi, H; &quot;Reactive ion etching of diamond in O2 and CF4 plasma, and fabrication of porous diamond for field emitter cathodes&quot;; Japan. J. Appl. Phys. 1997.##[7] Hirsch, A; &quot;The era of carbon allotropes&quot; Nature Mater. 2010##[8] Hsu, Chih-Hsun, et al; “Synthesis of diamond nanowires using atmospheric-pressure chemical vapor deposition”, Nano letters, 2010.‌##[9] Koizumi, S.; Watanabe, K.; Hasegawa, F.; Kanda, H. Science 2001.##[10] Shenderova O. A; V. V. Zhirnov; and D. W. Brenner “Carbon nanostructures” Critical Reviews in Solid State and Material Sciences, 131, 2002.‌##[11] Yu, Yuan; Liangzhuan Wu; and Jinfang Zhi. “Diamond nanowires: fabrication, structure, properties, and applications.” Angewandte Chemie International Edition, 27, 2014.‌##[12] Barnard A. S; S. P. Russo; and I. K. Snook “Electronic band gaps of diamond nanowires” Physical Review B, The American physical society, 6, 2003.‌##[13] N. W. Ashcroft and N. D. Mermin; Solid state Physics, Philadelphia, Saunders college, 1976.##[14] W. Kohn and L. J. Sham; Phys. Rev., 140, A1133, 1965.##[15] Barnard, A. S., S. P. Russo, and I. K. Snook; “Surface structure of cubic diamond nanowires”, Surface science, 2003.##
0 اثر تهی‌جای‌های گسترده بر خواص گرمایی نانونوارهای آرمچیری گرافن The effect of extended vacancies on the thermal properties of armchair garaphene nanoribbons https://ijpr.iut.ac.ir/article_1361.html 10.29252/ijpr.18.2.322 0 این مقاله به بهینه‌سازی خواص گرمایی نانونوارهای آرمچیری گرافن، با ایجاد نقش‌های تکرار شونده که شامل تهی‌جای‌های گسترده با ساختار دوره‌ای هستند، می‌پردازد. نانونوارهای مورد بررسی از ابرسلول‌هایی با ساختار دوره‌ای از تهی جای‌های گسترده با هندسه، ابعاد و تقارن‌های مختلف نسبت به محور نانونوار تشکیل شده‌اند. به منظور محاسبه طیف پاشندگی فونونی، ظرفیت گرمایی و خواص انتقال گرما، از مدل ثابت نیرو با در نظر گرفتن چهار همسایه نزدیک و نظریه لاندائور استفاده شده است. نتایج محاسبات نشان می‌دهد که ساختار هندسی تهی‌جای‌ها گسترده و جای آنها نقش بسیار مؤثری در کنترل خواص گرمایی به‌ویژه در دماهای پایین دارد. علاوه ‌بر این مدهای فونونی درون و بیرون صفحه‌ای، نقش متفاوتی در ظرفیت گرمایی و ضرایب رسانش فونونی از خود نشان می‌دهند. محاسبه سهم مدهای فونونی درون صفحه‌ای و بیرون صفحه‌ای نیز نشان می‌دهد که مدهای فونونی بیرون صفحه‌ای به ویژه در دماهای پایین سهم بیشتری در ترابرد و ظرفیت گرمایی نانونوارها، حتی در حضور تهی‌جای‌های گسترده با ساختار دوره‌ای دارند. این نتایج می‌تواند در بهینه‌سازی و طراحی نانو قطعات گرمایی و ترموالکتریکی مفید باشد 1 This paper shows a theoretical study of the thermal properties of armchair grapehen nanoribbons in the presence of extended vacancies. Each graphene nanoribbons formed by superlattices with a periodic geometric structure, different size and symmetry of vacancies. The phonon dispersion, specific heat and thermal conductivity properties are described by a force-constant model and also by Landauer theory calculations. Our results show that the geometric structure of the vacancies and their positions have a significant roles in controlling the thermal properties, especially at low temperatures. Moreover, the out-of-plane and in-plane phonon modes exhibit a different role in the heat capacity and thermal phonon transport properties. Moreover, the out-of-plane phonon modes have more contribution in low temperature regime rather than in-plane phonon modes even in the presence of extended vacancies. The result may be useful for the design and improvement of thermal or thermoelectric nanodevices.   322 329 روح اله فرقدان R farghadan گروه فیزیک، دانشکده فیزیک، دانشگاه کاشان، کاشان Iran فرشته مسعودی نیا F Masoodi nia گروه فیزیک، دانشکده فیزیک، دانشگاه کاشان، کاشان Iran Extended Vacancies Armchair Graphene Nanoribbons Specific Heat thermal conductivity [1] A. A. Balandin, Nat. mater 10.8 (2011) 569-581.##[2] H. Zhang, L. Geunsik, C. Kyeongjae, Phys. Rev. B 84.11 (2011) 115460.##[3] P. Xiao-Fang, et al, Carbon 100 (2016) 36-41.##[4] H. Karamitaheri, et al, J. Appl. Phys 111.5 (2012) 054501.##[5] B. Liu, et al, J. Phys. D: Appl. Phys 47.16 (2014) 165301.##[6] M. Yarifard, J. Davoodi, H. Rafii-Tabar , Comput. Mater. Sci 111 (2016) 247-251.##[7] Z. X. Xie, C. Ke-Qiu, D. Wenhui, J. Phys: Condens. Matter 23.31 (2011) 315302.##[8] H. Tashakori, F. Kanjouri, A. Nejati, IJPR 14 (4) (2015) 221-224.##[9] J. Zimmermann, P. Pasquale, C. Gianaurelio, Phys. Rev. B 78.4 (2008) 045410.##[10] H. Karamitaheri, et al, IEEE. Trans. on Electron Devices 60.7 (2013) 2142-2147.##[11] H. Sadeghi, S. Sangtarash, J.L. Colin, Sci. reports 5 (2015) 9514.##[12] J. Davoodi, M.R. Tasheh, IJPR 13 (1) (2013) 45-50.##[13] Lan, Jinghua, et al, Phys. Rev. B 79.11 (2009) 115401.##[14] K. Zberecki, et al, Phys. Rev. B 88.11 (2013) 115404.##[15] S. K. Jaćimovski, et al, Superlattices and Microstructures 88 (2015) 330-337.##[16] J. J. Yeo, L. Zishun, N. Teng Yong, Nanotechnol 23.38 (2012) 385702.##[17] L. Rosales, et al, Phys. Rev. B 80.7 (2009) 073402.##[18] R. Saito S, G. Dresselhaus, M.S. Dresselhaus, London, Imperial college press, Physical properties of carbon nanotubes. (1998).##[19] Z. Ferdows, R. Lake, Appl. Phys. Lett 97.21 (2010) 212102.##[20] H. Sevinçli, M. Topsakal, and S. Ciraci, Phys. Rev. B 78 (2008) 245402.##[21] L. Rosales, M. Pacheco, Z. Barticevic, A. Latgé, and P. A. Orellana, Nanotechnol 20 (2009) 095705.##[22] C. Pan, J. He, D. Yang, K. Chen, J. Nanomaterials. 2016 (2016) 6093673.##
0 بلورهای مایع در بر دارنده ی نانو ذرات و نیرو های القایی Liquid- crystalline Casimir forces in the presence of nano-particles https://ijpr.iut.ac.ir/article_1362.html 10.29252/ijpr.18.2.331 0 ضمن معرفی کوتاهی از بلورهای مایع نماتیک و برهم‌کنش آنها با میدان‌های خارجی، به اثر یک میدان خارجی بی نظم که نقش ناپایدار کننده را روی نظم جهتی مولکولی یک تیغه نماتیک داشته باشد می‌پردازیم. ما اثر بی نظمی در میدان اعمالی را روی نیروی شبه کازیمیر، که به دلیل افت و خیزهای حرارتی بر دیواره‌های تیغه نماتیک القا می‌شود، بررسی می‌کنیم. نشان داده می‌شود که یک بی نظمی از نوع گرمازده شدت مؤثر برهم‌کنش را به طور ویژه‌ای افزایش می‌دهد که این به نوبه در تعدیل نیروی القایی نقش آفرین است.  1 After a short review of nematic liquid crystals and their interactions with the external fields, we investigate the effect of a disordered field which destabilizes the orientational molecular order of a nematic film. We analyze the effect of the disorder in the applied field on the pseudo-Casimir force which is induced due to thermal fluctuationsbetween the confining walls of the nematic film. It is shown that an annealed disorder gives rise to a characteristic way, leading  to the enhancement of the strength of the interaction. This, in turn, has some impacts on the fluctuation-induced force studied here 331 340 فهیمه کریمی پور حدادان F Karimi Pour Haddadan دانشکده فیزیک، دانشگاه خوارزمی، تهران Iran karimi@theory.ipm.ac.ir Liquid crystals the Casimir effect disorder 1. P G de Gennes and J Prost, “The Physics of Liquid Crystals”, Oxford: Oxford Science Publications, (1995).##2. A Rapini and M Papoular, J. Phys. Colloq. 30 C 4- (1969) 54.##3. A Ajdari, L Peliti, and J Prost, Phys. Rev. Lett. 66 (1991) 1481.##4. A Ajdari, B Duplantier, D Hone, L Peliti, and J Prost, J. Phys. II 2 (1992) 487.##5. H Li and M Kardar, Phys. Rev. Lett. 67 (1991) 3275.##6. H Li and M Kardar, Phys. Rev. A 46 (1992) 6490.##7. H B G Casimir, Proc. K Ned Akad Wet. 51 (1948) 793.##8. H B G Casimir and D Polder, Phys. Rev. 73 (1948) 360.##9. V M Mostepanenko and N N Trunov, “The Casimir Effect and its Applications”, Oxford: Oxford University Press (1997).##10. M Bordag, G L Klimchitskaya, U Mohideen and V M Mostepanenko, “Advances in the Casimir Effect” Oxford: Oxford University Press (2009).##11. Y Koohsarian and A Shirzad, Iranian Journal of Physics Research 16 3 (2016) 107.##12. M J Sparnaay, Physica 24 (1958) 751 .##13. S Lamoreaux, Rep. Prog. Phys. 68 (2005) 201.##14. S Lamoreaux, Am. J. Phys. 67 (1999) 850.##15. A Ashourvan, M Miri and R Golestanian, J. Phys. Conf. Ser. 89 (2007) 012017 .##16. A Moradian, M R Setare, and S A Seyedzahedi, Iranian Journal of Physics Research 17 4 (2017) 553.##17. P. Ziherl , F K P Haddadan , R. Podgornik and S. Žumer, Phys. Rev. E 61 (2000) 5361##18. P Ziherl, R Podgornik, and S Žumer, Phys. Rev. Lett. 82 (1998) 1189.##19. R Basu and G S Iannacchione Phys. Rev. E 81 (2010) 051705.##20. M D Lynch and D L Patrick Nano Lett. 2 (2010) 1197.##21. V Popa-Nita and S Kralj, J. Chem. Phys. 132 (2010) 024902.##22. R Basu, Appl. Phys. Lett. 103 (2013) 241906.##23. H Stark, Physics Reports 351 (2001) 387.##24. M Hashemi and M R Ejtehadi Phys. Rev. E 91 (2015) 012503.##25. F Karimi Pour Haddadan, J. Phys. Condens. Matter 28 (2016) 405101.##26. L Petridis and E M Terentjev Phys. Rev. E 74 (2006) 051707.##27. A Naji, D S Dean, J Sarabadani , R Horgan, and R Podgornik, Phys. Rev. Lett. 104 (2010) 060601.##28. J Sarabadani, A Naji , D S Dean, R R Horgan, and R Podgornik, J. Chem. Phys. 133 (2010) 174702.##29. P M Chaikin and T C Lubensky Principles of Condensed Matter Physics Cambridge: Cambridge University Press (1995).##30. H Kleinert, “Path Integrals in Quantum Mechanics, Statistics, and Polymer Physics” World Scientific, Singapore (1995).##31. F Karimi Pour Haddadan, N Shirzadiani, A Naji and R Podgornik J. Phys. Condens. Matter 26 (2014) 505101.##32. A M Gupta and S F Edwards J. Chem. Phys. 98 (1993) 1588.##33. F Karimi Pour Haddadan, A Naji, A Khame Seifi and R. Podgornik J. Phys. Condens. Matter 26 (2014) 075103.##34. F Karimi Pour Haddadan J. Phys. Condens. Matter 29 (2017) 065101.##
0 تاثیر جنس و فاصله زیرلایه روی ویژگیهای لایه نشانی نانو پودر آلومینا به روش پاشش پلاسمایی The effect of the material and distance of the substrate on the characteristics of the alumina nanopowder coating with plasma spray method https://ijpr.iut.ac.ir/article_1363.html 10.29252/ijpr.18.2.342 0 در این مقاله تأثیر جنس و فاصله زیرلایه روی ویژگی های لایه نشانی نانو پودر آلومینای گاما به روش پاشش پلاسمایی مورد بررسی قرار گرفته است. برای این منظور با استفاده از مشعل پلاسمایی لایه نشانی نانوپودر آلومینا بر روی دو نوع زیر لایه از جنس فولاد زنگ نزن و شیشه پیرکس انجام گرفت. مشخصات مورفولوژیکی نانو لایه تهیه شده از طریق بررسی تصاویر میکروسکوپ الکترونی روبشی مطالعه شد. همچنین، ساختار و تغییرات فازی نانوپودر آلومینا با استفاده از طیف‌های پراش پرتو ایکس مورد بررسی قرار گرفت. نتایج این مطالعه نشان می‌دهند میزان نشست ذرات روی زیر لایه فولاد بیشتر از مورد شیشه می‌باشد. همچنین، با افزایش فاصله زیرلایه میزان نشست ذرات در هردو زیرلایه کاهش می‌یابد. یک موقعیت بهینه‌ای برای زیرلایه نسبت به نازل مشعل برای ایجاد و کنترل مناسب لایه نشانی وجود دارد. یک نتیجه مهم در این کار تجربی تغییر فاز آلومینای گاما به نوع آلفا در اثر حرارت بالای مشعل پلاسمایی می‌باشد. 1 In this paper, the effect of the material and distance of the substrate on the characteristics of gamma alumina nanopowder coated by plasma spray method are investigated. For this purpose alumina nanopowder were coated on the two types of stainless steel and Pyrex glass substrates using a plasma torch. Morphological characteristics of the prepared nanolayer are studied by investigating the scanning electron microscope patterns. Also, the structure and phase changes of deposited alumina are investigated by X-ray diffraction spectrum. The results of this study show that the amount of particles deposition on the steel substrate is more than the glass case. Also, it is shown that by increasing the substrate distance, the amount of particle deposition is decreased for substrates. There is one optimum distance for substrate position with respect to the nozzle exit of the torch for produce and suitable coating and its control. One important result of this experimental study is the phase transfer of alumina from gamma to alpha due to the high temperature of the plasma torch. 342 348 محمد کوهی M Kouhi گروه فیزیک، واحد تبریز، دانشگاه آزاد اسلامی، تبریز، ایران Iran kouhi@iaut.ac.ir علیرضا ستوده خیابان A R Sotoudeh Khiaban گروه فیزیک، واحد تبریز، دانشگاه آزاد اسلامی، تبریز، ایران Iran a.sotoudeh@iaut.ac.ir صمد سبحانیان S Sobhanian گروه فیزیک، واحد تبریز، دانشگاه آزاد اسلامی، تبریز، ایران Iran sobhanian@tabrizu.ac.ir Plasma Spray Alumina Coating phase transition X Ray Diffraction 1. P Fauchais, J. Phys. D Appl. Phys. 37, 9 (2004) R86.##2. B Gill and R Tucker, Mater. Sci. Technol. 2, 3 (1986) 207.##3. M Benea and L Benea, IOP Conf. Series: Materials Science and Engineering, 106, (2016) 012024.##4. A Anderson, Int. J. Ambient Energy 38, 1 (2017) 108.##5. Y An, et al., Ceram. Int. 43, 6 (2017) 5319.##6. B Dhakar, S Chatterjee and K Sabiruddin, Mater. Sci. Technol. 33, 3 (2017) 285.##7. L Marcinauskas, J. Mater. Sci. 16, (2010) 47.##8. Y Zeng, S Lee and C Ding, Mater. Lett. 57, 2 (2002) 495.##9. RS Lima and BR Marple, Surf. Coat. Technol. 200, 11(2006) 3428.##10. H Chen, Y Zeng and C Ding, J. Eur. Ceram. Soc. 23, 3(2003) 491.##11. LL Shaw, et al., Surf. Coat. Technol. 130, 1(2000) 1.##12. FL Toma, et al., Surf. Coat. Technol. 202, 18(2008) 4343.##13. D Li, et al., Ceram. Int. 43, 10(2017) 7488.##14. PS Santos, HS Santos and S Toledo, Mat. Res. 3, 4(2000) 104.##15. B Kasprzyk-Hordern, Adv. Colloid Interface Sci. 110, 1(2004) 19.##16. D Matejka and B Benko, “Plasma spraying of metallic and ceramic materials”, John Wiley and Sons, (1989).##17. X Xu, et al., Int. J. Adv. Manuf. Technol. 90, (2017) 979.##18. http://www.us-nano.com/inc/sdetail/209.##19. RB Heimann, “Plasma- Spray Coating”, VCH Verlagsgesellschaft mbH. (1996).##20. E Akdogan, et al., Surf. Coat. Technolo. 201, (2006) 2540.##21. R Shabannia, J. Mater. Sci.- Mater. Electron. 27, (2016) 6413.##22. B Sahin, F Bayansal, M Yüksel and HA Çetinkara, Mater. Sci. Semicon. Process. 18, (2014) 135.##
0 اثر ثابت های جفت شدگی بین نزدیکترین همسایه ها درسیم وحلقه کوانتومی جفت شده Effect of the coupling constants between nearest-neighbors in quantum wire coupled to a ring https://ijpr.iut.ac.ir/article_1364.html 10.29252/ijpr.18.2.349 0 انتقال الکترون دریک زنجیره نامتناهی از چاه‌های کوانتومی (سیم کوانتومی) واداشته که با یک حلقه کوانتومی جفت شده است، بر اساس هامیلتونی بستگی قوی تک نواری به دو روش اختلالی و حل عددی مطالعه شده است. در روش اختلالی بر اساس دینامیک جبر کوانتومی یک رابطه تحلیلی بر حسب ثابت‌های جفت شدگی بین نزدیک‌ترین همسایه‌ها در سیم وحلقه کوانتومی به دست آمده است. با انتخاب سه چاه در حلقه کوانتومی، احتمال‌های گذار از چاه صفرم سیم تحت تأثیر میدان ثابت خارجی به هر کدام از چاه‌های کوانتومی حلقه به ازای مقادیر عددی مختلف ثابت‌های جفت شدگی بین نزدیک‌ترین همسایه‌ها در سیم و حلقه کوانتومی به دو روش بررسی شده است. اثر تغییرات این پارامترها روی مکان وارتفاع بیشینه‌‌های اول مربوط به نمودار احتمال تونل زنی مطالعه و بررسی شد‌ه است.   1 The electronic transport in an infinite arrays of driven quantum wells coupled to a quantum ring is studied via a single-band tunneling tight-biding Hamiltonian by perturbing and numerical simulations approaches. In the perturbing approach, an analytical relationship in terms of the coupling constants between nearest-neighbors in quantum wire coupled to a ring based on the quantum dynamical algebra is obtained. With a choice of three wells on the quantum ring, the transmission probabilities of electron of the number zero well of an  wire under the effect of a constant field to the first, second and third well of quantum ring has been obtained for different values of the nearest-neighbors coupling constants in  wire and quantum ring of the system. The effect of changes these parameters on the location and height of the first peaks related to the diagrams of transmission probability have been studied. 349 357 حسن پهلوانی H Pahlavani گروه فیزیک دانشگاه قم Iran h_pahlavaniha@yahoo.com زهرا رنکرز جدی Z Rangraz jeddi گروه فیزیک دانشگاه قم Iran مهدی فاضلی M Fazell گروه فیزیک دانشگاه قم Iran Tight-Biding Model Lie algebra transmission probability quantum wire quantum ring Coupling Constants Perturbing Approach [1] C. M. Fischer, M.Burghard, S. Roth and K. V. Klitzing, Appl. Phys. Lett 66 (1995)3331##[2] R. H. M. Smit, C. Untiedt, G. Rubio-Bollinger, R. C. Segers and J. M. Van Ruitenbeek Phys. Rev. Lett 91 (2003)076805##[3] A. Fuhrer, S.Luscher, T. Ihn, T. Heinzel, K. Ensslin, W. Wegscheiner and M. Bichler Nature 413 (2001)385##[4] M. Kawamura, N. Paul, V. Cherepanov and B. Voigtlanander, Phys. Rev.##Lett . 91 (2003) 096102##[5] P. A. Orellana, M. L. Ladron de Guevara, M. Pacheco and A. Latge, Phys.##Rev. B . 68 (2003) 195321##[6] M. Hjort and S. Staftrom Phys. Rev. B . 62 (2000) 5245##[7] K. Walczak, Stat. Sol. (b). 241 (2004) 2555##[8] P. A. Orellana, and M. Pacheco Phys. Rev. B . 71 (2005) 235330##[9] P. Singha Deo, P. Koskinen and M. Manninen Phys. Rev. B . 72 (2005)##[10] M. Buttiker, Phys. Rev. B . 32 (1985) 1846##[11] A. Azari, S. Zabihi A, K. Seyyedi.S, Int. J. Nano Dimens 2(2012) 213##[12] J. Taylor. Gou and J. Wang Phys. Rev. B . 63 (2001) 245407##[13] P. S. Damle A. W. Ghosh and S. Datta Phys. Rev. B . 64 (2001) R201403##[14] K. Walczak, Cent. Eur, J. Chem . 2 (2004) 524##[15] M. Hjort and S. Staftrom Phys. Rev. B . 62 (2000) 5245##[16] D. Walter, D. Neuhauser and R. Baer, Chem. Phys . 299 (2004) 139##[17] K. Walczak, Stat. Sol. (b). 241 (2004) 2555##[18] P. A. Orellana, and M. Pacheco Phys. Rev. B . 71 (2005) 235330##[19] M. Buttiker and C. A. Stafford,Phys. Rev. Lett 76 (1996) 495##[20] H. J. Korsh, S. Mossmann, Phys. Lett. A 317 (2003) 54##[21] H. Pahlavani, F. Arezoumandi, Mod. Phys. Lett. B 26 (2012) 1250054-1##
0 بررسی خواص فیزیکی نانوذرات فریتNi-Cu-Znبه‌روش احتراق Study of physical properties of Ni-Cu-Zn ferrite nanoparticles by auto-combustion method https://ijpr.iut.ac.ir/article_1365.html 10.29252/ijpr.18.2.359 0 در این مقاله 5 نمونه از نانوذرات فریت‌ نیکل روی مس (Ni0/8-xCUxZn0/2Fe2O4) با میزان آلایش‌های مختلف 0/8، 0/6، 0/4، 0/2، 0x= به ‌روش احتراق و با استفاده از سوخت گلایسین سنتز شد، سپس خواص ساختاری، مغناطیسی و اپتیکی این نمونه‌ها مورد بررسی قرار گرفت. مشخصه‌یابی این نمونه‌ها توسط دستگاه‌های XRD، FTIR، UV-Visible،  SEMوVSM مورد بررسی قرار گرفت. داده‌های حاصل از XRD وجود ساختار اسپینلی را برای کلیه نمونه‌ها تأیید می‌کند. طیف FTIR وجود باند فلز اکسیژن M-O در جایگاه‌های هشت‌گانه وچهارگانه را نشان می‌دهد. تصاویر حاصل از  SEMوجود ذرات شبه‌کروی را نشان داد. با استفاده از طیف سنج  UV-Visibleمشاهده شد که با افزایش آلایش مس گاف انرژی نانوذرات فریت‌ نیکل روی مس کاهش می‌یابد و نیز نتایج حاصل از  VSMنانوذرات فریت‌ نیکل روی مس نشان داد که با افزایش آلایش مس مغناطش اشباع کاهش می‌یابد. 1 In this paper 5 different samples of Ni-Cu-Zn nanoparticles (Ni0.8-xCuxZn0.2Fe2O4) with different compositions of  x=0.2,0.4,0.6,0.8  synthesized through auto-combustion method using glycine as fuel and then structural, magnetic and optical properties of this samples investigated. Characterization of these samples done using XRD, FTIR, UV-Visible, SEM and SEM. XRD data proves existence of spinel structure for all samples. FTIR spectrum shows the existence of oxygen-metal M-O bond at tetrahedral and octahedral bonds. SEM images showed the semispherical shape of particles. Using UV-Visible spectrum we measured by increasing the amount of Cu dopant the gap energy of Ni-Cu-Zn nano particles decreases and also results of VSM showed that saturation magnetization decreases by increasing amount of Cu dopant. 359 368 محبوبه هوشیار M Houshiar دانشکده فیزیک، دانشگاه شهید بهشتی، تهران Iran mhoushiar1@yahoo.com افسانه ابارشی A Abareshi دانشکده فیزیک، دانشگاه شهید بهشتی، تهران Iran abareshi.a66@gmail.com سحر عبدالعلی پورزمانی S Porzamani دانشکده فیزیک، دانشگاه شهید بهشتی، تهران Iran لقمان جمیل پناه L Jamilpanah دانشکده فیزیک، دانشگاه شهید بهشتی، تهران Iran loghmanjamilpanah@yahoo.com Ni-Cu-Zn nanoparticles auto-combustion method spinel structure magnetic properties [1].L. G. van Uitert, J. chem.. phys. 24, 306 (1956)##[2]. A. Goldman, Handbook of Modern Ferromagnetic Materials, (Springer Science+Business Media, New York,1999)##[3]. J. Smith, and Wegn, Ferrites, John Wiley and Sons Pub., the Netherlands, (1959).##[4]. J. L. Snoek, New development in Ferromagnetic Materials Elsevier Pub. Co., New York, (1949)##[5]. L. Neel, Annales de physique (paris) 3, 137, (1948).##[6]. W. C. Hsu, S. C. Chena, P. C. Kuo, C. T. Lie, and W. S. Tsai, Mat. Sci. Engg.B 111,142 (2004)##[7]. i. Z. Rahman, and T. T. Ahmed, J. Mag. Magn.1576, 290, (2005).##[8]. S. Modak, M. Ammar, F. Mazaleyrat, S. Das, and P. K. Chakrabarti, j. All. Compd. 473(1-2), 15 (2009).##[9]. S. Zahi, M. Hashim, and A. R. Daud, J. Magn. Magn. Mater. 308, 177 (2007).##[10]. L. B. Kong, Z. W. Li, G. Q. Lin, and Y. B. Gan, J. Am. Ceram. Soc. 90(7), 2104 (2007).##[11]. S. K. Sharma, R. Kumar, S. Kumar, M. Knobel, C. T. Meneses, V. V. Siva Kumar, V. R. Reddy , M. Singh, and C. G. Lee, J. Phys.: Condens. Matter. 20, 235214 (2008).##12]. M. A. Hakim, D. K. Saha, and A. K. M. F. Kibria, Bang. J. Phys. 3, 57 (2007).##[13]. A. Bhaskar, B. R. Kanth, and S. R. Murthy, J. Magn. Magn. Mater. 283, 109 (2004).##[14]. Z. Yue, J. Zhou, L. Li, and Z. Gui, J. Magn. Magn. Mater. 233, 224 (2001).##[15]. Q. Xing, Z. Peng, C. Wang, Z. Fu, and X. Fu, Physica B 407, 388 (2012).##[16]. M. F. Huq, D. K. Saha2, R. Ahmed3, and Z. H. Mahmood, J. Sci. Res. 5 (2), 215-233 (2013) 229##[17]. J. J. Shrotri, S. D. Kulkarni, C. E. Deshpande, A. Mitra, S. R. Sainkar, P. S. AnilKumar, and S. K. Date, Mat. Chem. Phys. 59, 1 (1999).##[18]. Ra l Valenzuela, Hand book of The Temperature Behavior of Resonant and Non-resonant Microwave Absorption in Ni-Zn Ferrites, Departamento de Materiales Metalicos y Ceramicos, Instituto de Investigaciones en Materiales, México,2011)##[19]. Vikas J. Pissurlekar, International Journal of Science and Research (IJSR) , 5 (2), 2319-7064 (2016)##[20]- N.M. Deraz, A. Alarifi. Journal of Analytical and Applied Pyrolysis 94 (2022) 42–47.##[21]- D. Cullity, Elements of X-ray diffraction (Addison-Wesley Publish. Co., England (1967) ) 42##[22]- N.M.Deraz,A.Alarifi,Polyhedron28(2009)4222.##[23]- N.M.Deraz, A.Alarifi. Journal of Analytical and Applied Pyrolysis 94 (2022) 42–47.##