介子的光子跃迁形状因子FÏα（Q2）的低能和高能行为分别对介子波函数的横向和纵向分布敏感。 因此，对FÏα（Q2）的仔细研究应为介子波函数的性质提供有用的约束。 在本文中，我们提出对CELLO，CLEO，BABAR和BELLE合作报告的FÏQ（Q2）数据的组合分析。 通过使用最小二乘法进行。 通过使用BELLE和CLEO合作的组合的测量，可以将介子波函数的纵向和横向行为固定到一定程度，即，我们可以得到β[0.691,0.757] GeV和Bβ[0.00,0.235] 对于Pχ2≥90％，其中β和B是方便的介子波函数模型的两个参数。 注意，如文献中所建议的那样，在适当选择参数的情况下，这种介子波函数的分布幅度可以模仿各种纵向行为。 我们观察到CELLO，CLEO和BELLE数据彼此一致，它们都喜欢渐近式分布幅度。 而BABAR数据则倾向于更宽的分布幅度，例如CZ型。

我们以色散关系为基础，结合QCD的重归一化组，以Efremov-Radyushkin-Brodsky-Lepage演化方程的形式解来考虑对光子-光子跃迁形状因数的光锥和规则描述， 并表明新出现的方案相当于分数解析扰动理论（FAPT）的某种形式。 为了确保所考虑的物理量具有正确的渐近行为，与标准方法相比，此改进的FAPT版本必须通过特定于过程的边界条件进行补充。 但是，它具有使用重新归一化组求和显着改善QCD扰动理论的低动量方案中的辐射校正的优点。

从全息的角度，我们研究了具有指数非线性电动力学（ENE）的绝缘子/超导体跃迁中的纠缠熵的行为。 我们发现纠缠熵是全息相变性质的良好探针。 在半空间和带空间中，超导相中的纠缠熵的非单调行为与化学势的关系在该模型中都是普遍的。 此外，entan的行为

由于手性异常，自发的光子辐射会导致各向异性手性物质中快速电荷移动，从而对电磁辐射产生重大影响。 虽然在QED真空中禁止这种过程（也称为“真空Cherenkov辐射”），但它可以发生在手性物质中，在这种情况下，更适合将其称为“手性Cherenkov辐射”。 与the致辐射的α3相比，其对辐射光谱的贡献约为α2。 我推导了在高能量极限下该辐射的频谱和角度分布。 考虑到由于硬光子发射和费米子质量引起的量子效应。 在夸克-胶子等离子体和Weyl半金属的情况下分析获得的光谱。

在这项工作中，我们使用手性扰动理论系统地研究了有魅力的介子和底部矢量介子的辐射衰减和磁矩，直至单环水平。 我们在SU（2）和SU（3）情况下展示结果，并分别在回路图和未知图中分配了质量。 在保持质量分裂的SU（3）情况下，D *和B *介子的衰变率为ΓD** 0→D¯0γ= 16.2-6.0 + 6.5 keV，ΓD*-→D-γ= 0.73- 0.3 + 0.7 keV，ΓDs*-→Ds-γ= 0.32-0.3 + 0.3 keV，ΓB* +→B +γ= 0.58-0.2 + 0.2 keV，ΓB* 0→B0γ= 0.23-0.06 + 0.06 keV，ΓBs * 0→Bs0γ= 0.04-0.03 + 0.03 keV。 D *-→D-γ的衰减宽度与实验测量值一致。 作为副产物，D ** 0和Ds *-的全宽分别为Γtot（D¯* 0）≃77.7-20.5+ 26.7 keV和Γtot（Ds *-）≃0.62-0.50+ 0.45keV。 我们还计算了重矢量介子的磁矩。 我们的工作中得出的解析手性表达式将有助于将来对晶格QCD模拟的外推。

我们已经系统地研究了十重子（T）到八位字节（B）的重子（$$ T \ rightarrow B \ gamma $$ T→Bγ）的磁矩跃迁到下一个至领先的阶次，以及四倍于 在重质重子手性摄动理论的框架中，次优的顺序。 我们的计算包括循环中的中间十重态和八位重子状态的贡献。 在整个计算过程中，我们采用了小规模方案，没有直接考虑1 / M反冲校正。 我们将八位位组和十重子重子质量分裂$$ \ delta $$δ，小矩量p和偶子质量$$ m _ {\ phi} $$ m count视为相同阶次的小尺度参数，记为$ $ \ epsilon $$ ϵ。 我们关于过渡磁矩的结果表明，手性膨胀具有较好的收敛性。 解析表达式对于十项电磁特性的晶格模拟的手性外推可能有用。

最近对衰减Zc（3900）→ρηc的观测和测量提供了有关外来共振与纯重夸克之间相应跃迁中pion和ρ耦合的相对强度的数据。 有人认为，使用这些数据，c和b夸克的重夸克极限，重夸克自旋对称性（HQSS）和轻夸克对光子发射的矢量支配性，人们可以（大约）定量地估计光子的速率。 从ϒ（5S）到分子bottom的预期G奇数态的辐射跃迁。 在ϒ（5S）共振的最大值处，过程e + e-→γWbJ的横截面估计在0.1 pb的范围内得出，为在BelleII寻找这些过程提供了可能的基准。

通过考虑软胶子强子化的机理，交换像on一样的Zb态和底介子回路，系统地研究了双相转变ϒ（2S，3S，4S）→ϒ（1S，2S）ππ。 使用色散理论以模型独立的方式考虑了强的pion-pion最终状态相互作用，特别是包括与S波中的KK耦合的通道。 通过对可用的实验数据进行拟合，我们提取了过渡色极化率| αϒ（mS）ϒ（nS）|的值，该值测量了与软胶子形成的巴托多尼亚的色电耦合。 发现Zb交换对提取的色极化率值有轻微影响，并且获得的| αϒ（2S）ϒ（1S）| 考虑到Zb交换为（0.29±0.20）GeV-3。 我们的结果可能有助于研究studying与强强子的相互作用。

我们对the（6S）的两体隐底过渡进行了研究，其中包括ϒ（6S）→ϒ（13DJ）η（J = 1,2,3）衰减。 为了估计这些过程的分支比，我们考虑由S波B（s）和B（s）*介子组成的三角强子环的贡献，这是连接ϒ（6S）和最终态的桥梁。 我们的结果表明，这些衰变的两个分支比都可以达到10-3。 由于观察ϒ（6S）的这些两体隐藏底部过渡的潜力很大，我们建议进行即将进行的Belle II实验来探索它们。

水力跃变是在开放的水力通道上产生的局部现象。 但是，在现象的湍流区域不可能进行数学证明，尤其是在发生跳变和测量其长度的区域，因此必须在实验室中通过直接测量并通过经验方程获得数据。 这项工作在一系列测试中给出了产生的水力跃迁的结果及其长度的度量，在这些测试中，我们在具有恒定闸门开度“ a”和斜率S = 0.0035的可移动明渠液压系统中输入不同的流量，在恰帕斯州自治大学的工程系研究中心工作。 我们还介绍了产生水力跃变的实验方法，长度的量度以及与七个经验方程式的比较，包括H-Canales中使用的Sieñchi方程，H-Canales是拉丁美洲最常用的水力通道设计软件。 结果表明，与所提出的方程相比，所提出方程的L的演算的均方误差（MSE）为0.1337，偏差为-0.0049，模型效率（ME）为0.9991，确定系数（R2）为0.9993。实验模型。 同时，将用Sieñchi方程计算的L与实验模型进行比较，得出MSE为0.1741，偏差为-0.0437，ME为0.9984，R2为0.9997。 在本文介绍的条件下，强烈建议使用两个方程来估计矩形信道中的L，因此，如果y，则可以应用所提出的方