Planar and Stripe Orders of Doped Mott Insulators In Dual Spin Models

a r X i v :c o n d -m a t /0208600v 3 [c o n d -m a t .s t r -e l ] 3 S e p 2002

Planar and Stripe Orders of Doped Mott Insulators In Dual Spin Models

Marco Bosch and Zohar Nussinov

Institute Lorentz for Theoretical Physics,Leiden University

P.O.B.9506,2300RA Leiden,The Netherlands

(February 1,2008;E-mail:mbosch@lorentz.leidenuniv.nl,zohar@lorentz.leidenuniv.nl)

We focus on very general,very large U,doped Mott Insulators with arbitrary hopping and inter-actions.We provide simple testimony to the competition between magnetic and superconducting orders in these systems.By mapping hard core bosons,spinless,and spinful fermions onto XXZ models,we aim to make very simple precise statements.We try to address optimal and expected ?lling fractions of holes within the plane and on stripes in a variety of hole and hole pair geometries.We examine the role of attractions/repulsion amongst hole pairs and single holes,and provide trivial expected numerical values for ?lling fractions in various scenarios.We demnostrate that plaquette states seem to naturally provide the correct stripe ?lling fractions.I.INTRODUCTION AND OUTLINE

Throughout this paper we aim to address questions concerning planar and linear (stripe)?lling fractions of doped Mott insulators by trying to see how much may be gleaned by mapping such systems onto spin models.The answers that we ?nd depend greatly on the the assumed form of our constituent particles (single holes,pairs)and their various geometries (plaquettes,rungs,bonds).We will demonstrate that plaquette states seem to naturally provide the correct stripe ?lling fractions.By mapping onto spin models,we will also be able to examine various competing orders.Amongst other things,we will demon-strate (not unexpectedly)that in the limit of large on-site repulsions U ,magnetic and superconducting orders always compete.

The outline of the paper is as follows.In Section(II),we lay out the general standard model of Doped Mott Insulator which will form the focus of our discussion.In Section(III),we examine the problem of spinless and spinful particles in the plane by a mapping to a spin model.We will see,in a special yet general set of mod-els another rigorous example of the competition between magnetic and superconducting orders.Within these spin models that result for large U,we illustrate how mag-netic order as well as the physically transparent number order (both portrayed by S z in two di?erent spin repre-sentation)compete with the dual superconducting order

encapsulated by bilinears in the planar S

⊥multiplied by exponentials in of a topological nature.

In Section(IV),we map a model of hard core bosons (hole pairs)in non-overlapping plaquettes with arbitrary ?nite range interactions and hoppings onto a planar XXZ model.We ?nd that if the physics is indeed dominated by such attractive pair states then,within the ground state,the average hole occupancy per site within the op-timal doped state may be 1/4.The large deviation from the observed optimal doping in most doped Mott insu-lators is hardly surprising and points to the inadequa-cies of looking at attractive plaquette pairs alone within

the plane:not unexpectedly,an analysis of the cuprates based solely on notions of doped Mott insulators and con-currently assuming only Bose pairs of the plaquette size might be ?awed.

We next examine,in Section(V),plaquette pairs on bond-centered stripes and ?nd,under a variety of cir-cumstances,near 1/4-?lling.We discuss the possibility of phase separation or modulation of the hole pairs along the bond centered stripe.When we relax the condition that diagonal pairs do not have to be in non-overlapping plaquettes,we will ?nd,in the large hopping amplitude (t )limit,a 1/3-?lling fraction of stripes.Higher and simi-lar ?lling fractions are found for pairs on single rungs and legs.From this simple exercise we conclude that bond centered stripes cannot,perhaps,be described by simple pairs roaming the stripe axis,and that if pairs indeed do dominate the asymptotic low energy stripe scale physics as we suggested in an earlier paper [1],then they must be e?ectively con?ned to non-overlapping plaquettes in ac-cord with pictures suggested by the DMRG calculations of White and Scalapino [2].

We the proceed with a similar analysis of fermions on bond centered stripes (Section(VII)),and ?nd that these lend themselves to near 1/4?lling.Our description for-ti?es earlier work by Nayak and Wilczek [3].

II.THE MODEL

We will focus our attention on the relatively standard model of doped Mott insulator,the extended Hubbard model:

H =? ij σ

t ij (c ?iσc jσ+c ?

iσc jσ

)+ i

Un i ↑n i ↓+

ij

V ij n i n j ,(1)

where c ?iσcreates an electron on site i with spin σand

j is a nearest neighbor of i .This model contains both

the movement of the electrons(hopping)(t,kinetic en-ergy)and the interactions of the electrons if they are on the same site(U,potential energy).The Mott insulat-ing nature is captured by this on-site repulsion which greatly inhibits hole motion.We have added an addi-tional term representing all possible number-number in-teractions(of all ranges);these may be result from myr-iad interactions-e.g.Coulomb repulsions,interactions mediated by phonons.The number occupancy

n iσ=c?iσc iσ

n i= σn iσ.(2) As well known,in the in?nite U limit,trivial spin-charge separation occurs in any dimension.The charge degrees of freedom may be trivially encapsulated by spin-less degrees of freedom.For a review of this principle,the reader is invited to read Appendix(A).

At large U,the extended Hubbard model of Eqn.(1) may be related to an extended t-J model,

H=? ij ,σt ij(c?i,σc j,σ+H.c.)+ ij J ij S i· S j

+ ij V ij n i n j,(3) where S i= σσ′c?iσ σσ,σ′c i,σ′is the spin of the electron at site i, σare the Pauli matrices,and there is a constraint of no double occupancy of any site i(n i= σc?i,σc i,σhas expectation values0or1).The reduction to a Hilbert space where no doubly occupied sites occur(the Gutzwiller projection)will be automatically incorporated in all things to come.

https://www.wendangku.net/doc/73459302.html,PETING ORDERS FOR FERMIONS IN

THE PLANE

A.Spinless Fermions-A Competition Between

Charge And Superconducting Orders

With possible applications to the limit of in?nite on-site repulsion(U)in mind,we now examine the compe-tition of charge and superconducting order within the plane.All that we will detail below can be derived straightforwardly.We take a slightly longer route in or-der to hightlight the simple similarities between spin and charge when looked at through the prism of the Jordan-Wigner representation of S=1and S=1/2problems re-spectively.Although not of any use for most practical applications,a high dimensional Jordan Wigner trans-formation has been devised by Fradkin[4],and later ex-tended by Eliezer and Semeno?[5].Very nice novel ex-tensions to various spinful cases were recently advanced by Batista and Ortiz[6].The basic message is that the classic Jordan-Wigner[7]transformation rigidly linking spinless fermions and S=1/2spins in one dimension can, quite naturally,be extended to higher dimensions.The only complication is that now the kink operators that code for the statistics transmutations become high di-mensional topological objects.To be more precise,the standard one dimensional string operator appearing in the usual Jordan-Wigner transformation is replaced by its more general counterpart

K j=exp[i

k

θ( k, j)n

k

],(4)

withθ( k, j)the angle between( k? j)and a?xed ray(in the one dimensional case the“angle of site”θreduces to eitherπ(for j

S+j=c?j K j,

S?j=K?j c j,

S z j=n j?1/2.(5) The simple pair operator?ij≡c?i c?j may be expressed in terms of the spin variables.In the aftermath,we?nd that the superconducting pairing operator may be expressed as a product of kink variables with the XY components of the spins:S±i and S±j.The incompatibility of charge (n or S z)and superconducting phase(descendant from

S

⊥

)orders is trivially re?ected from the non-vanishing commutator

[S z,S±]=±S±.(6) Explicitly,inverting all matters to the spin representa-tion,

c?i=S+i K?1i=S+i exp[?i rθ( r, i)S z r],(7) the commutator

[n k,?ij]=(δik+δjk)?ij,(8) which is compatible with?ij=exp[i(φC i+φC j)],and n k=?i?

seen by direct computation(no Jordan-Wigner transfor-mations are neccessary).Nevertheless,in order to high-light the similiraties between the charge and spin sectors as doublet(S=1/2)and triplet(S=1)representations of similar entites we will employ the Jordan-Wigner repre-sentation once again.Batista and Ortiz[6]extended the Jordan-Wigner transformations to spinful fermions.The operator

c?jσ→c?jσ. Any Hamiltonian in{c jσ}has the Gutzwiller(no double occupancy)projection automatically built into it. The general t-J Hamiltonian of Eqn.(3)will undergo no change when expressed in terms of{c jσ}instead of {c?jσ,c jσ}.

The transverse(XY)components of the spin may be written as[6]

S+j=21/2(c j,σ=?).(10) The z-component of the spin transforms as the on-site magnetization,

S jz=n j,σ=?,(11) with c?jσ

n k]=exp[i

k

θ( k, j)(S z k)2],(12)

where the,new,second equality follows from Eqn.(11) and the inbuilt constraint of no double occupancy.When we employ the inverse transformation,we?nd that?ij= c?iσc?j?σcontains,similar to the case before,the trans-verse components of the spin S±multiplying topological operators K?1,which are simple exponentiated products in{(S z j)2}.Once again the non-commuting character of the spin components(Eqn.(6))disallows concurrent ideal magnetic and superconducting orders.Explicitly,

[S z k,?ij]=?

1

2?

2

(δik+δjk)?(t)ij.(16)

To summarize,in a well known simple rubric,

[Spin,Pairing]～[Charge,Pairing]=0.(17)

We further reiterate that the charge and spin sectors can

be viewed as a doublet(S=1/2)and tripet(S=1)rep-

resentations of similar entities.The spin component S z

takes on di?erent roles the two di?erent Jordan-Wigner

transformations.This is simply yet another way of view-

ing matters.The similarity between the two sectors is

highlighted in the SO(5)theory of S.C.Zhang[8].

IV.PLANAR PLAQUETTE PAIR STATES

Much of our approach henceforth was inspired by the

beautiful work of Altman and Auerbach[10].Let the

operator2?denote the creation operator of a hole pair on

a plaquette.The di?erence between pairs in the cuprates

and in conventional BCS superconductors is that within

the cuprates the pair size is very small which allows us to

consider a reduction to plaquettes.This is also seemed

to be supported by numerical calculations.

A.Mapping To An XXZ Model

Employing the Matsubara-Matsuda transformation

[11](trivially valid in any dimension)

S z i=n i?1

FIG.1.A plaquette state.Following Altman and Auer-bach’s approach we tile the plane with non-overlapping pla-quettes.The small circles represent single holes.In the above we consider holes forming pairs on plaquettes.

to a two dimensional XXZ model

?H

eff =?

ij

J ⊥ij (S +i S ?j +S ?i S +j )+

ij J

zij

S z i S z j

?J

′

i

(S z i )

2

?

i

h ′S z i +...

(20)

with ?J

⊥ij =2t ij ,?J zij =V ij .Examining the quadratic (O (S 2))sector for nearest neighbors (|i ?j |=1),we arrive at the standard nearest neighbor XXZ model.The XXZ model has two distinct phases:Within the Ising limit (large |J z |)the sponta-neous breaking of Z 2symmetry implies phase separation of the bosonic hole pairs.By contrast,for large |J ⊥|,the system is in the XY limit and the ground state is a su-per?uid.At the transition between these two phases,the model is SU (2)symmetric.Z 2order (number order)is dual and conjugate to superconducting order (XY order).We have derived stripes in an earlier article [1]assuming weak staggered boundary conditions on the real S z (a Z 2symmetry order of yet another origin).

B.Phase Separation or Not

As to be expected,whether phase separation of hole pairs will transpire is determined by the sign of the charge-charge interactions V ij .

If the charge-charge interaction is repulsive for all |i ?j |(i.e.V ij >0),then in the extended spin model we will

?nd exchange constants J z

ij

>0.A positive J z (a repul-sive potential V ij )favors charge neutrality S z

tot when-ever the background charge is taken into account.For an

attractive potential V ij <0leading to J z

ij <0,there is viable ferromagnetic order.In such an instance,the po-

tential V ij allows (and favors)regions of di?erent phase densities (i.e.phase separation).

C.Superconducting Correlations,vortices,And A Numerical Value For Optimal Doping For Attractive

Interactions

Whenever the expectation value S z vanishes we im-mediately ?nd half a pair per plaquette or,equivalently,a doping of quarter of a hole per site.In order to make the XXZ model maximally superconducting,we would like to make the order as XY like as possible to avoid phase separation into bosonic hole pairs.If we indeed impose from the outset the absence of Z 2like order for the number operator (S z )we ?nd a quarter of a hole per site

δoptimal =1/4.

(21)

The largest S z (or number)?uctuations (S z ? S z )2 occur about the symmetric point S z =0.This fea-ture is far more generic than assuming a special model of two dimensional hard core bosons (as we have above).In high enough dimensions,the maximal ?uctuations at the symmetry points may diverge signaling a critical https://www.wendangku.net/doc/73459302.html,rge number ?uctuations enable well de?ned supercon-ducting phase (XY)order.A trivial bound on XY order reads

S 2⊥ ≤S (S +1)? S z 2.

(22)

As the number operator is the dual disorder operator for

the phase,in order to have maximal phase ordering,we wish to avoid vortex like number expectation values.A ?nite number density (n ?1/2),is analogous to a ?nite vortex density.This,in turn,is equivalent to an imposed external background magnetic ?ux density in a Joseph-son junction array.Non-uniformities in the charge order act as frustrating vortices.For maximal phase ordering we need to minimize the appearance of vortices.This entails lowering the e?ective magnetic ?ux background that spontaneously generated vortices must cancel.Another way of viewing matters at very low ?nite tem-perature (like a low temperature classical model)is as follows:If J z were zero then adding an additional ?eld h ′would corrupt the XY order-the previous classical

ferromagnetic XY ground state- S

⊥=(cos φ,sin φ)with the phase φuniform over the entire plane.Now imagine turning on J z and making it negative (attractive interac-tions amongst pairs).This will only further corrupt the XY order.

The relatively large deviation of the optimal doping found in the cuprates from 1/4suggests that we may not easily view these doped Mott insulators at optimal or near optimal doping as merely composed of pairs of the plaquette size with attractive interactions.

FIG.2.The DMRG calculation of the t-J model by White and Scalapino.This and similar calculations typically employ open or cylindrical boundary conditions.

V.PLAQUETTE STATES ON STRIPES

The stripe constitutes a small system coupled to a large

bath(the ambient antiferromagnet)from which it can draw holes.Depending on the chemical potential of the stripe,di?erent hole densities will result.For ease we

will invoke a simplifying yet non-essential assumption:by virtue of the large kinetic scale,the hopping amplitude t is much larger than all potential e?ects,i.e. j V ij and the magnetic alleviation energy(the energy gained by removing bad ferromagnetic bonds along the seam of the

stripe)J.With such assumptions,the chemical potential trivially vanishes.In reality,due to the?nite corrections of both e?ects we expect the chemical potentialμ/t?0. As we will show assuming the constituents of the stripes to be of di?erent geometries and nature(e.g.hole pairs on non overlapping plaquettes,diagonal or parallel hole pairs)di?erent?lling fractions will be found at the approximate particle-hole symmetric pointμ=0.

We will now require that every two consecutive rungs of the ladder form a unique plaquette(such that these plaquettes do not overlap)and consider all possible pair states within these plaquettes.

As we will now show,if the chemical potential is indeed small by comparison to the kinetic hopping amplitude t, then assuming pair states in non-overlapping plaquettes will lead to the“correct”?lling fraction.By“correct”, we allude to the coincidence,within the largeμ/t limit, with the?lling fraction attained from an original large U Hubbard Hamiltonian for single fermions augmented by all possible hoppings and interactions amongst the holes. As we show in section(VII B),if we start from the original Hubbard model and allow holes to do anything that they wish from there(e.g.remain single,pair,phase separate) we will?nd that the net hole?lling fraction is1/4.This coincidence suggests that plaquette pair states are indeed viable candidates for the pairs states populating bond centered stripes.Moreover,both numerical[2],and mean ?eld[12]calculations lead to quarter?lling as well as experimental data[13].

These plaquette pair states are indeed the states ob-served numerically.Moreover,as emphasized by[10]they naturally display d-wave symmetry.

As before,we may use the operator2?to denote the creation operator of a hole pair on a plaquette and sub-sequently employ the Matsubra-Matsuda transformation with no change to obtain once again Eqn.(29).

As seen in Fig.(2),adding a hole pair along the bond centered stripe removes energetic ferromagnetic bonds. Such an e?ect will only serve as a weak sink favoring more hole pairs to drift into the stripe.

If the charge-charge interaction,

ij

V ij n i n j?2J

i

n i

= ij V ij(n i?1/2)(n j?1/2)+ i n i j V ij

?2J

i

n i,(23)

is repulsive for all|i?j|(i.e.V ij>0),then in the extended spin model we will?nd exchange constant J z ij> 0for all|i?j|.A positive J z favors charge neutrality S z tot when the background charge of(-1/2)(if j V ij= 2J)is taken into account.For an attractive potential V ij<0leading to J z ij<0,there is viable ferromagnetic order.The potential V ij allows(and favors)regions of di?erent phase densities(i.e.phase separation).

In the presence of a vanishing electronic chemical po-tential

μ= j V ij?2J,(24)

or,e?ectively,an external magnetic?eld?h of a similar magnitude,there is no spontaneous symmetry breaking in the XXZ chain

S z =0(25) and there is an average of one pair per two plaquettes or a quarter of a hole per site.This is indeed in accord with experimental observations[13]and the numerical calculations of White and Scalapino[2].In reality,the chemical potential albeit small compared to t is not zero and a small deviation from1/4will be found.Nothing is inserted by hand here-the occupancy is dictated by the chemical potential(or magnetic?eld)which is?nite yet may small compared to t by virtue of the various pa-rameters that it includes(i.e.J/t and1

then no matter how the holes interact and whether they form pairs,phase separate,or not,a bond centered stripe must be nearly quarter?lled when the chemical potential for the insertion of a hole is very small by comparison to the kinetic hopping scale t.

To conclude,in the?nal analysis,we expect

δstripe≈1/4,(26) where the approximation sign signi?es the relatively small(compared to t)chemical potential shift due to magnetic alleviation energies and hole-hole interactions.

VI.NON PLAQUETTE PAIR STATES

Here we show that unless the fundamental pair build-ing blocks are not chosen properly then the hole density may come out to be incorrect(when contrasted with the very general single hole problem for consistency in the large t limit).The?lling fraction will be larger than a quarter found for the general hole problem before assum-ing anything about the possibility of pairing,phase sepa-ration etc.amongst holes.We will now analyze diagonal pairs which may be symmetrized and anti-symmetrized. Apart from some trivial numerical modi?cations,the con-siderations that we present here may be repeated word for word for“vertical”pair states extending along the rungs or“horizontal”pairs extending along the legs.There is a viable link between the correct symmetry of the pair state and its extension over di?erent non-overlapping pla-quettes and the anticipated hole density.In order to ex-hibit this link and point to the viability of plaquette pair physics,we will purposefully,focus on a pair state ansatz that will give an incorrect?lling fraction in theμ/t=0 limit.More complicated and comprehensive treatments may employ much of what is known about the two leg lad-ders(for instance,the SO(8)symmetry present in their low coupling limit[14]).

A.Diagonal Pairs

We will now write down an e?ective one dimen-sional model for diagonal pairs of two possible chiralities (left/right tilting)as shown in the right and left hand panels of Fig.(3).To give the reader a?avor of where we are heading the general argument may be summarized as follows-we will e?ectively make an exact projection of the two rung ladder along its axis to produce an e?ective one dimensional model.Henceforth we will denote the two natural diagonal pair chiralities(or polarizations)by a Greek indexα=1,2and further employ the shorthand

?(α=1)

i

=c?2,i,σc?1,i+1,?σ

?(α=1)?i =c1,i+1,?σc2,i,σ.(27)

for the hole pair annihilation and creation operators of

the diagonal polarization of Fig.(3)(α=1)in terms of

the electronic operators.In Eqn.(27)the?rst subscript

(which is always one or two)marks the location of the

hole on the ladder-on which of the two rungs it is found

(upper or lower)while the second(i)denotes the location

of the hole along the stripe(ladder)axis.The pair cre-

ation operator removes two electrons and the pair annihi-

lation operator creates two electrons.Note that in these

operators,there is no spin index symmetrization/anti-

symmetrization.The spin polarizations are dictated by

the location along the ladder(whether or not i is even.

We may conform to the convention that the spin sub-

scriptσ=↑if i is even and thatσ=↓along the odd

rungs(i.e.we will choose our origin i=0in such a way

that the spin polarization of both electrons on that rung

isσ=↑).The introduction of each diagonal pair states

removes two bad magnetic bonds along the two rungs

that it occupies.

The number associated with these hole(“h”)pair op-

erators is,as usual,

n(α)

i,h

=[?(α)

i

]??(α)

i

.(28)

We therefore can write the most general e?ective one

dimensional Hamiltonian

?H

eff

=? ij t ijαβ(?(α)?i?(β)j+?(β)?j?(α)i)

+ ij V ijαβn(α)i,h n(β)j,h+?J′ i,α?(α)?i?(α)i+ (29)

where the ellipsis denote higher order terms in{?i}.All

potential terms appear here including ones with in?nite

long range interactions(e.g.Coulomb e?ects)in which

terms like V ij decay as slowly as desired as a function of

the separation|i?j|.Note that as a single hole cannot

be doubly occupied(or an electron of?xed spin cannot

be twice removed),no two diagonal bonds may share the

same site;this may formulated in terms of an e?ective

in?nite hard core repulsion:V i,i+1

α=1,β=2

=V i,i+1

2,1

=∞.

Employing the Matsubara-Matsuda transformation

once again we arrive at a?avored version of Eqn.(29)

where we dress the various spins by the polarization(di-

agonal orientation of the pair that they represent).Inso-

far as commutators are concerned,the two polarization

sectors are completely decoupled.Setting,for eachα,

?i=S?i and??i=S+i we see that the pair creation-

and annihilation-operators form an SU(2)spin algebra.

The e?ective Hamiltonian is a trivially?avored version

of Eqn.(20):

?H

eff

=? ij ?J⊥ijαβ(S x(α)i S x(β)j+S y(α)i S y(β)j)

+ ij ?J zijαβS z(α)i S z(β)j??J′ i,α(S z(α)i)2

√

2

[1?2n i;symm],(34)

we see that S satis?es SU(2)algebra with S=1/2within the restricted symmetric bonding state space i(??i)r i|0 with r i=0or1,and where|0 denotes the vacuum state in which no holes are present.The bosonic hole pair states?ll up the ladder as the electronic orbital states do the in atomic and molecular systems.We may regard this as an e?ective Hund’s rule.At low hole?lling fractions, only the low energy bonding states will be occupied.At high hole occupancies(in excess of half a hole per unit site),anti-symmetric anti-boding states will also appear and the full SO(4)algebra of the full blown unrestricted Fock space will raise its head.

Substituting Eqn.(32,33,34)into Eqn.(29)and omit-ting any terms containing anti-bonding operators(which will take us out of the restricted symmetric pair state subspace)an arbitrarily high polynomial in{ S i}will re-sult identical to Eqn.(20).The hard core repulsion term

V[n(α=1)

i n(α=2)

i+1

+n(α=2)

i

n(α=1)

i+1

]transforms into an analo-

gous hard core term V S z i S z i+1for the z-component of the

spins(the distance between up spins cannot be smaller than two).

Such a hard core term may be interpreted from?rst

principles.A state containing nearest neighbor symmet-ric bonding pairs is not normalized to one.To have nor-

malization we must consider the correlated four hole state 2?1/2 α=1,2?α?i?α?i+1|0 .The reduced norm(probabil-ity)of the nearest neighbor bonding pairs vis a vis other

bonding pairs is similar to having a large potential bar-rier.

D.One Third Doping And Beyond

Sans the hard core constraint,the model has its ground state at half?lling(i.e.the density of up spins is a half): Whenever an XXZ model has a nearest neighbor hard core constraint(whenever the distance between up spins cannot be smaller than two),the density of up spins is equal to a third within the ground state[15].A careful counting of the various diagonal pair states reveals that the hole occupancy within the stripe is expected to be 1/3in the large t limit.Repeating the same exercise for hole pairs along rungs and legs we arrive at similar large hole densities.

VII.SINGLE ELECTRONIC DESCRIPTION

A.Symmetric Rung States

In an earlier work[1],we have numerically obtained the single hole and hole pair energy spectrum on a stripe.Let us?rst restrict attention to the single electronic descrip-tion.The states along the various rungs form resonant bonding states.We will now make the physical assump-tion(forti?ed by numerics)that only the the low energy symmetric(or anti-symmetric)hole rung bonding states appear at low energies.We will now consider the sym-metric(anti-symmetric)smearing of a hole along the two legs of the rung.De?ning,within the restricted symmet-ric hole rung state basis,the two operators

c i;±≡12[c(α=1)

i±c(α=2)

i

],(35)

with c the electronic annihilation operator,α=1,2now a leg index,and i a rung label,it is readily veri?ed that these operators satisfy disjoint canonical Fermi anti com-mutation relations:{c i;±,c+j,±}=δij.

We will assume that the even parity symmetric bond-ing hole states are lower in energy and restrict ourselves to that basis.In the problem of physical relevance,

|tα=1,β=2

i=j|?all other hopping amplitudes and the hole will quickly resonate between the two rungs of the ladder before inching its way along the ladder axis.

Once again,the hole states?ll up the ladder as the electronic orbital states do the in atomic and molecular systems.We may regard this as an e?ective Hund rule. At low hole?lling fractions,only the low energy bonding states will be occupied.At high hole occupancies(in ex-cess of half a hole per rung of a bond centered stripe or a hole per plaquette in the cuprate plane),anti-symmetric anti-boding states will also appear and the algebra of the full blown unrestricted Fock space will raise its head.

In what will follow shortly,we will treat the symmet-ric rung holes as spinless fermions.An average density of half a spinless fermion(the particle-hole symmetric point)per rung corresponds to a quarter hole per site. We will consider the extended Hubbard model in the restricted basis of these low lying symmetric rung states.

B.The Ideal Spinless Fermi Gas

As we review in Appendix(A),within the general Hamiltonian Eqn.(1)in the limit of in?nite on-site re-pulsion U,the charge degrees of freedom transform into those of a spinless Fermi system.In the bare Hubbard model,at U=∞the system reduces exactly an ideal (non-interacting)Fermi gas with a dispersion

?k=?2t cos k.(36) For a non-interacting Fermi gas,the zero temperature occupancy

n k =θ(μ??k).(37) If inserting a hole leads to no change in the energy bal-ance then the chemical potential,by its very de?nition, vanishes.The energetics of the chemical potential acts as a Lagrange multiplier enforcing a certain average oc-cupancy.The energy of adding or removing an electron is the same(zero)at a chemical potentialμ=0.By particle-hole symmetry,atμ=0the chemical potential lies in the middle of the band and the occupancy of the rung symmetrized spinless fermi particles is a half-and that of the holes is1/4.The particle-hole symmetry of the kinetic energy band is dictated by the hermiticity of the Hamiltonian.In fact,even if the Hamiltonian in-cluded arbitrary long range hoppings{t r}and reduced to the general form

H=? ij t|j?i|(c?i c j+h.c.),(38)

in the in?nite U limit,then by hermiticity whenever the chemical potential is zero the Hamiltonian will be particle hole symmetric.In that case,the density of rung sym-metrized spinless fermions will be a half,and the density of holes along the bond centered stripe will be1/4.

If the addition of holes(or removal of electrons)leads to a reduction in the magnetic strain energy along the stripe then the chemical potential for the electrons is re-duced(or,equivalently,that for holes,is increased).A removal of a bad bond along the rung leads to a lower-ing of the magnetic energy by J.Thus the hole chemical potentialμ=J and the net,rung symmetrized,charge occupancy is given by an integral of n k .The hole den-sity is (n k/2) .This expectation value(hole occupancy) changes slightly with temperature according to the evo-lution of the Fermi function.

It is worthwhile viewing this,one last time,in terms of unbroken spin rotational symmetry in an e?ective XX(Z)model.

We now apply the Jordan-Wigner transformation in order to arrive at XX(Z)model.As well known,the in?nite U Hubbard Hamiltonian trivially transforms into

H =?2t

i

(S i,x S i +1,x +S i,y S i +1,y ).(39)An in?nitesimal chemical potential leads to an additional

small magnetic ?eld coupling to σz .The absence of spin symmetry breaking in this trivial example (no σz interac-tion appears in H )leads to the conclusion that the band is half ?lled (or that the hole density is 1/4).This is immediately seen taking note of

S z i =1/2?c ?i c i .

(40)

A vanishing σz for the XY Hamiltonian of Eqn.(39)leads to n j =1/2.Related back to our original prob-lem,this implies a quarter empty electronic bond cen-tered stripe.This value is seen here to be dictated by an unbroken particle-hole symmetry.

If additional interactions next nearest neighbor pieces of the Coulomb and other interactions (

ij V ij n i n j )and the magnetic energy alleviation energy J are added to the Hamiltonian then the Hamiltonian for the spin-less symmetrized holes readily transforms to a full blown XXZ model with

H =?2t

i

(S ix S i +1,x +S iy S i +1,y )+ ij

V ij

2

i

(1?S z

i /2)

≡

ij

[?J ⊥(S +S ?+h.c.)+J z S z i S z

j ]+

i

hS z

i .(41)

We ?rst note that if the electrostatic energy V i,i +1is

such that it equals the magnetic alleviation energy J then by the absence of spontaneous symmetry breaking in one dimension, S z =0and the bond centered stripe is quar-ter ?lled.If,hypothetically,S z would spontaneously de-velop a nonzero magnetization then this would imply that even if in an ensemble of stripes,the overall density of holes would be a quarter on average,di?erent stripes in the ensemble would exhibit two di?erent densities about that mean.

An imbalance between V and J leads to nonzero h and to a ?nite value of S z =0-a deviation from quarter ?lling on every stripe.In the above we took into account both the Coulomb and magnetic alleviation e?ects in one go.

In a very nice paper by Nayak and Wilczek [3]it was

observed that 1/4?lling of a doped chain is indeed pre-dicted from the Bethe ansatz solution of Lieb and Wu [16].Some of the symmetries of the 1/4?lled point were noted.Here we emphasize that at low chemical potential,quarter ?lling not only coincides with symmetries,but is,in fact,a rigorous outcome of symmetry considerations.Here we also note that a ?nite magnetic alleviation en-ergy of the holes amounts to a shift in the chemical po-tential.The approximate calculations employed earlier are not mandatory for the determination of the hole oc-cupancy within the ground state;in order to account for magnetic e?ects,we may simply set the hole chemical potential μ=J ,and subsequently integrate the known ideal spinless fermi number density n ? up to that energy to obtain an exact result.

APPENDIX A:A REVIEW OF TRIVIAL SPIN CHARGE SEPARATION IN ANY DIMENSION IN THE LIMIT OF LARGE ON SITE REPULSION

Here we review trivial spin-charge separation within any Doped Mott insulator (of arbitrary dimensions)in the limit of large on site repulsion energy U →∞.Let ψσ1,...σN (x 1,...,x N )be an electronic or “hole”eigenstate of the general Hubbard Hamiltonian augmented by all possible higher order interactions (these may be sparked by electron phonon terms,Coulomb repulsions etc.)and all possible range hopping amplitudes t,t ′,t ′′,...etc.Recall that,trivially,ψσ1,...σN (x 1,...,x N ),

?is anti-symmetric by virtue of its electronic con-stituents:ψσi σj (x i ,x j )=?ψσj σi (x j ,x i ).

Note furthermore that exactly at the U →∞limit,?ψ(x i =x j )=0irrespective of the spin indices σ1,...,σN .The reason for this nodal behavior is trivial-opposite spin occupation is forbidden by a divergent on site penalty U ,and parallel spin occupation is strictly forbidden by the Pauli principle.Also,at ?nite tempera-ture the probability for having any two particles occupy the same state strictly vanishes.

If we invoke this nodal,hard core,condition,then we may now remove the on site Hubbard repulsion from the original Hubbard Hamiltonian to obtain a general translationally invariant spin independent Hamiltonian H.Herein lies the crux of the trivial spin charge separa-tion at in?nite U .

The most general solution to the Schrodinger equation H |ψ =E |ψ satisfying the last nodal condition with a spin independent Hamiltonian H (all terms apart from the on site interaction U are spin independent)is ψσ1,...,σN (x 1,...,x N )=χ(σ1,...,σN )W (x 1,...,x N ),(A1)and linear superpositions of such degenerate solutions,where W is a solution to the Schrodinger equation.Here the trivial spin-charge separation is manifest.

Let us now impose the Fermionic statistics condition

P ij spin P ij

charge

=?1(A2) for all i=j.Note that[P ij spin,H]=0as the Hamiltonian

is spin independent.As P ij

charge =?[P ij spin]?1=?P ij spin,

the charge permutation operator also commutes with H. This implies the function W must satisfy

P ij

charge

W(x1,...,x i,...,x j,...,x N)=

αij

charge

W(x1,...,x j,...,x i,...,x N).(A3)

The identity[P ij

charge ]2=1implies thatαij

charge

=±1.

In general,the energy of a nodeless function W is expected to be lower.However,the charge degrees of freedom cannot be completely symmetric:if the spinor χ(σ1,...,σN)is fermionic(completely anti-symmetric) then it must vanish identically for N≥3particles for the spin S=1/2electrons.In any dimension,the ef-fective Hamiltonian can now be written in terms of the charge only spinless degrees of freedom.If the Hamilto-nian is particle-hole symmetric(as expected by hermitic-ity of the most general arbitrary range kinetic terms) then whenever the chemical potential vanishes(whenever the insertion of a hole and a particle both cost zero en-ergy),the average ensemble density of the correct spinless charge degrees of freedom must be a half.If,for instance, in any dimension,all low energy physics could be cap-tured in terms of spinless charge pair degrees of freedom W=F({φ(x i,x j)})then in terms of these pairs,the ground state of the system would be half occupied.

The charge degrees of freedom encapsulated in W can be symmetric with respect to,at most,single pairs(and anti-symmetric within these pairs);a higher symmetry is ruled out by the impossibility of a spinor anti-symmetric in three and more spin1/2indices(spinons cannot be fermionic).

Let us now regress to one dimension.Here,hard core bosons cannot be distinguished from spinless fermions and di?erent symmetry states of W are in fact degenerate at the U=∞point.This degeneracy is lifted as t/U becomes arbitrarily small but?nite.As U is extremely

large but?nite0=|ψσ

i =σj

(x i=x j)|<|ψσ

i

=?σj

(x i=

x j)|?1and local singlet correlations are generated.

It has indeed been established by one dimensional Bethe ansatz[17]that at in?nite U,the function W is a Slater determinant of single particle momentum eigen-states.

APPENDIX:ACKNOWLEDGMENTS

The authors would like to thank Wim van Saarloos and Jan Zaanen for helpful remarks and encouragement.

公共管理导论重点笔记

公共管理导论重点笔记 第一章绪论 1、公共管理 就是以政府为核心的公共组织依法行使公共权力，有效提供公共物品和公共服务，以保障和增进公共利益的公共事务管理活动。公共管理学是研究以政府为核心的公共组织管理，公共事务的过程及规律的科学，是关于促进以政府为核心的公共组织，更有效的提供公共物品和公共服务，以增进和公平分配社会公共利益的知识体系。 2、公共行政 新公共行政理论主张在批判主流行政学的效率经济观的基础上提出价值考量，主张社会正义和社会公平，主张改革的，入世的，与实际过程相关的公共行政学，主张构建新型的政府组织形态，提出民主行政的理念。 3、公共性 公共管理主体的公共性 公共管理价值观的公共性 公共管理手段的公共性 公共管理对象及目标的公共性 4、服务性 服务是一种理念，一种精神，一种目标，一种原则，一种行为模式，也是一种制度体系。 从根本上说，公共管理的服务性来自这样一种理念：以政府为核心的公共部门的公共权力作为国家权力的重要组成部分，产生于公众直接或间接的授权，他是公共权力的一种特殊转化形式。 5、公共管理的内涵和特征 内涵：①公共管理的主体是以政府为核心的公共组织 ②公共管理的客体是公共事务 ③公共管理的手段是依法行使公共权力 ④公共管理的目的是保障和增进公共利益 特征：①公共管理在不改变公用部门公共性的前提下将私营部门的管理手段运用到公共部门管理上 ②公共管理注重运用市场机制并不是将公共服务完全市场化

③公共管理重视与外部环境的关系，以强调最高管理者的战略设计，政策设计为 核心 ④公共管理不同于政府管理，他是与私营部门，非营利性部门和个人相互合作的 一种模式 ⑤公共管理强调价值调和与责任 6、公共管理与私人管理的区别 ①管理目标不同：公共利益和私人利益 ②管理权威不同：政治权威和经济权威 ③管理理性不同：多元理性和经济理性 ④权力制约不同：制衡性和自主性 ⑤调控机制不同：政府机制和市场机制 7、公共管理的公共性 ①公共管理主体的公共性：国家政府，公共组织共同构成的公共管理的主体 ②公共管理价值观的公共性：体现平等，公平，正义，民主 ③公共管理手段的公共性：公共权力的公共性所决定 ④公共管理对象及目标的公共性：国家，政府和社会的公共事务 8、公共管理的服务性原则 ①回应性公共管理人员和管理机构必须对公民的要求作出及时的和负责任的反应，不 得无故拖延或没有下文，必要的时候应当定期主动的向公民征询意见，解释政策和回答问题。 ②公正透明公共部门的透明程度直接关系到公共决策的科学化和民主化，关系到公民 参与的广泛性与有效性，关系到公民对公共管理者的有效监督。 ③高效便民要求在单位时间内以尽可能少的投入来获得尽可能好的社会效果，要求所 获得的绩效符合社会公众的多样化的需求，给社会带来有益的影响和更多的福利。 ④责任在公民提出直接的诉求时积极的有所作为，没有直接提出诉求的时候，也要主 动有所作为，创造性的履行对公民承担的各种责任。 ⑤以人为本不再是管制文化而是一切从公众出发追求顾客满意的公共服务文化。 9、公共行政学的局限性 ①理论框架的局限：由政治性和管理学构成，应该将政策分析，社会学，尤其是经济学 纳入其中。

第4章 型铣和深度加工轮廓

第4章型腔铣和深度加工轮廓 学习提示：型腔铣主要用于工件的粗加工，快速去除毛坯余量，可加工平面铣无法加工的零件形状，一般包括带拔模角度的零件侧壁和带曲面的零件等。本章介绍型腔铣的加工特点、型腔铣的适用范围，与深度加工轮廓铣的异同；重点介绍型腔铣和深度加工轮廓的参数设置，包括切削层、切削参数、处理中的工件（IPW）等。最后通过实例来说明型腔铣和深度加工轮廓铣操作的运用。 技能目标：了解型腔铣和深度加工轮廓的应用范围，掌握设置切削层、切削参数的方法，掌握型腔铣和深度加工轮廓铣操作的设置方法。 4.1 型腔铣基础理论 型腔铣主要用于工件的粗加工，快速去除毛坯余量，可加工平面铣无法加工的零件形状，一般包括带拔模角度的零件侧壁和带曲面的零件等。型腔铣的操作原理是通过计算毛坯除去工件后剩下的材料来产生刀轨，所以只需要定义工件和毛坯即可计算刀位轨迹，使用方便且智能化程度高。本章将先介绍型腔铣的基本设置，再通过实例说明型腔铣的应用思路。 4.1.1 型腔铣与平面铣的比较 型腔铣与平面铣操作都是在水平切削层上创建的刀位轨迹，用来去除工件上的材料余量。大部分情况下，特别是粗加工，型腔铣可以替代平面铣，但平面铣也有它独特的优势。下面对型腔铣和平面铣进行比较。 1. 相同点 （1）型腔铣与平面铣刀具轴都垂直于切削层平面。 （2）型腔铣与平面铣的大部分参数基本相同，如切削方式、进刀和退刀、控制点、切削参数选项，拐角控制选项等。 2. 不同点 （1）定义工件和毛坯的几何体类型不同，平面铣使用边界，型腔铣大部分使用实体，也可使用小平面和边界。 （2）切削深度的定义不同，平面铣通过指定的边界和底面的高度差来定义总的切削深度。型腔铣是通过毛坯几何体和零件几何体来定义切削深度。

陈振明公共管理学考研笔记

陈振明公共管理学考研笔记 导论公共管理学的视野 公共管理学：对公共组织尤其是政府组织的管理活动及其规律的研究。或对公共组织如何有效的提供公共物品的研究。主要部分和核心是对政府管理活动的研究。 一、公共管理及其相关概念 公共：表示国家、政府及其他公共组织的职能、活动范围；与多数人的利益相关，有较多的社会公众参与；表示一个众人的事务领域。 行政：处理事务、指导或监督执行、运用或引导。本质上包含为……服务的含义；管理：通过自己的行动引导、控制事务的过程，照料或看管。意味着控制或获得结果以及管理者为获得结果负个人责任。 公共行政是政府特别是执行机关为公众提供服务的活动，行政官员或行政人员在这种活动中是执行由别人（政治家）制订的政策和法律。关注的焦点是过程，程序以及将政策转变为实际的行动，以内部定向关心机构和人员及办公室的管理（传统公共行政学及公共行政学院主要是培养政府的职业文官的学科或机构）。 公共管理是公共组织提供公共物品和服务的活动，关注的不是过程、程序和遵照别人指示办事及内部取向，更多关注的是结果（以最低成本取得目标）和对结果的获得负个人责任。 2、“公共管理”与“私人管理”的异同 A、联系：（1）所有组织管理都包含合作团体的活动； （2）所有大型组织都必须履行一般的管理职能（计划、组织、人事、预算等）。 B、差别： （1）使命不同。公共管理是为公众服务，追求公共利益;私人管理以营利为目的。（2）与私人管理相比，公共管理的效率意识不强。没有更多有效运作的诱因。（3）与私人管理相比，公共部门尤其是政府管理更强调责任。私人组织中，权威和责任划分比较清楚；公共部门对政治控制的要求，对一致性和协调性的寻求导致了责任机制的扩散，加深并复杂化了公共决策的过程。 （4）就人事管理方面而言，公共组织尤其是政府中的人事管理系统比私人组织中的人事管理系统要复杂和严格得多。 （5）公共管理有明显的政治性和公共性。与私部门管理不同，公共管理包括广泛复杂的政府活动，公共管理也在政治环境中运作。 3、“公共部门”与“公共物品”概念 （1）公共部门（主要是政府）是公共事务的管理者和公共物品的提供者。 广义的公共部门包括政府机构，公用事业，公共事业，非政府公共机构等部门以及各种不同组织的公共层面；狭义的公共部门仅包括政府机构以及依据政府决策产生的机构和部门，是最纯粹的公共部门。

2、平面铣及端面铣

平面铣及端面铣 ?总体介绍 ?平面铣Planar Milling ?几何与边界 ?刀具与刀轴 ?切削方法 ?切削深度 ?主要切削参数 ?平面铣的扩展操作模板?端面铣Face Milling ?与平面铣的区别 ?主要切削参数 ?例子与练习

总体介绍 加工原理 ?边界沿刀轨方向扫掠置底平面形成工件和毛坯的空 间几何形状。 ?在垂直刀轴的平面内生成二轴刀轨，通过二轴刀轨 逐层切削材料。 平面铣Planar Milling ?平面和与平面垂直的垂直面构成加工对象。 ?适合粗加工和精加工。 ?除底平面外，其余加工几何均由边界定义。 ?刀轴与底平面法向平行，每层都平面切削。 端面铣Face Milling ?必须选择一张或多张平面，用Part Geometry和 Cut Area来决定需要加工的面。 ?有体的概念，系统根据所选平面自动避免干涉。 ?主要用于精加工。

平面铣 平面铣实例 ?分析几何体（平面/曲面、粗加工/精加工） ?选择加工环境 ?建立/修改加工对象父节点 ?创建操作（粗加工/半精加工/精加工） ?设置相关参数 ?生成刀轨 ?刀轨仿真 ?后处理/车间工艺文件

平面铣-几何与边界 概念 ?Boundary边界：是一种平面线，用来定义被加工的材料 （方向/开始端/刀具定位方式/材料侧/有成员/封闭或打开） ?永久边界与临时边界。 ?Floor底平面：操作中最低的切削层，一个操作只能定义一个。

平面铣-几何与边界 创建边界 ?方法1：在Geometry Parent Group父节点中定义MILL_BND。 ?方法2：在Planar Mill操作子节点中定义。 ?在定义边界的对话框上略有不同，在原理上是完全相同的。 ?第一种方法定义的边界可以被继承，后者不可以。 ?第二种方法可以可以为边界定义更多的参数。 ?第三种方法可以创建和使用永久边界。 ?四种创建途径：点、曲线/边、平面、永久边界

公共管理学-笔记重点资料整理

公共管理学 王乐夫 蔡立辉

公共管理学 王乐夫蔡立辉主编 第1章导论 1.1 公共管理学概述 1.2 公共管理学的研究对象 1.3 公共管理学的研究途径和方法 本章教学目的 本章综合介绍、梳理了国内外关于公共管理研究的前沿理论成果：介绍了当代西方学者关于公共管理概念的界定和公共管理的发展过程；分析了公共管理、公共政策与公共行政之间的相互关系；阐述了公共管理学的具体研究对象、公共管理学的研究途径和方法。 通过本章的教学，主要培养学生公共管理的基本理论素养和专业意识，了解公共管理的发展过程，形成公共管理的知识与分析框架。 本章学习的重点问题 ?公共行政与公共管理的关系 ?公共管理学的概念范畴、研究对象和内容 ?公共管理学的研究途径与方法 ?公共管理学的学科特征 1.1 公共管理学概述 1.1.1 公共管理的含义 1.西方学者关于公共管理概念的界定 在西方，公共管理目前只是公共行政（public administration）的一个分支，即公共管理小于公共行政；但在中国，公共管理是一级学科，公共行政是公共管理下设的一个二级学科，即公共管理大于公共行政。 2.公共管理的含义 在西方国家，公共管理是公共行政（public administration）中重视公共组织（包括政府行政组织、非营利组织和准政府组织）实施管理的技术与方法、重视公共项目与绩效管理、重视公共政策执行的理论派别和分支，是研究以政府行政组织为核心的各种公共组织管理公共事务的活动及其规律的学问。它是在当代社会科学和管理科学的整体化趋势以及?°新公共管理?±运动的推动下，以公共部门管理问题的解决为核心、融合多种相关学科知识和方法所形成的一个知识框架。 在我国，公共管理是包括政府在内的公共部门依法管理公共事务的各种活动的总称；根据

型腔铣和等高轮廓铣

4.1 型腔铣概述 4.1.1型腔铣和平面铣的比较 平面铣和型腔铣操作都是在水平切削层上创建的刀位轨迹，用来去除工件上的材料余量。 1.相同点 这两种的相同点 （1）而者的刀具轴都垂直于切削层平面。 （2）刀具路径的所用切削方法相同，都包含切削合乎轮廓的铣削（注：型腔铣中没有标准驱动铣）。 （3）切削区域的开始点控制选项以及进刀/退刀选项相同。可以定义每层的切削区域开始点。提供多种方式的进刀/退刀功能。 （4）其他参数选项，如切削参数选项、拐角控制选项、避让几何体选项等基本相同。 2.不同点 这两种操作的不同点： （1）平面铣用边界定义零件材料。边界是一种几何实体，可用曲线/边界、面（平面的边界）、点定义临时边界以及选用永久边界。而型腔铣可用任何几何体以及曲面区域和小面模型来定义零件材料。 （2）切削层深度的定义二者不相同。平面铣通过所指定的边界和底面的高度差来定义总的切削深度，并且有5种方式定义切削深度；而型腔铣通过毛坯几何体和零件几何体来定义切削深度，通过切削层选项可以定义最多10个不同切削深度的切削区间。 4.1.2型腔铣的适用范围 在很多情况下，特别是粗加工，型腔铣可以替代平面铣。而对于模具的型腔或型芯以及其他带有复杂曲面的零件的粗加工，多选用岛屿的顶平面和槽腔底平面之间为切削层，在每一个切削层上，根据切削层平面与毛坯和零件几何体的交线来定义切削范围。因此，型腔铣在数控加工应用中最为广泛，可用于大部分的粗加工以及直壁或者斜度不大的侧壁的精加工；通过限定高度值，只作一层切削，型腔铣也可用于平面的精加工，以及清角加工等。型腔铣加工在数控加工应用中要占到超过一半的比例。 型腔铣用于加工非直壁的、并且岛屿的顶面和槽腔的底面为平面或曲面的零件，在许多情况下，特别是粗加工，型腔铣可以代替平面铣。型腔铣在数控加工应用中最为广泛，可用于大部分粗加工以及直壁或者斜度不大的侧壁的精加工；通过限定高度值，只作一层，型腔铣也可用于平面的精加工以及清角加工等。 4.1.3型腔铣的特点 型腔铣操作与平面铣一样是在与XY平面平行的切削层上创建刀位轨迹，其操作有以下特点： ●刀轨为层状，切削层垂直于刀具轴，一层一层的切削，如图4-1所示，即在加工过 程中机床两轴联动。 ●采用边界、面、曲线或实体定义刀具切削运动区域（即定义部件几何体和毛坯几何 体），但是实际应用中大多数采用实体。 ●切削效率高，但会在零件表面上留下层状余料，如图4-2所示，因此型腔铣主要用

庄序莹《公共管理学》笔记

第一章导论 【公共管理】：是以政府为核心的公共部门为了实现社会公共利益，提升公共部门绩效和公共品质量以应对不断高涨的公众需求和期望，而加强治理结构的一系列决策制定、执行、监督、控制、评价、协调和沟通等活动。它注重结果及管理者的个人责任。 【公共管理学】：就是综合地运用经济学、管理学、政治学、行政学、伦理学、法学等学科知识来研究公共部门管理目标、流程、方式及其规律性的科学，它试图为公共部门管理提供更有效的方法。简言之，公共管理学是研究公共部门（核心是政府部门）如何更有效地提供公共品以满足社会公共利益的学问。 【公共行政与公共管理的区别】 主体不同、目标不同、后者欲取代前者。 【公共管理学学科基础】 一、经济学理论：公共选择理论、委托—代理人理论、信息不对称理论、交易费用理论。 二、工商管理学理论。 三、政治学和行政学理论。 第二章公共管理的一般性质 【传统行政模式（官僚制）】：指的是西方国家在20世纪20、30年代初形成的公共行政学所倡导的政府行政部门管理模式，其思想基础是德国社会学家马克斯.韦伯的官僚制理论和美国学者伍德罗.威尔逊的政治—行政二分法理念，以及私人部门的管理理论。 【传统行政模式的特征和弊端】（6大特征，5大弊端） 特征： 1，分工以形成专门的公职管理； 2，公职等级制和权力等级化； 3，管辖权有明确的规定且严格执行既定规则； 4，现代公职管理建立在书面文件——档案的基础上； 5，根据能力、专长及表现出来的业绩决定升迁； 6，公职管理遵循一般条例，它们是稳定、全面、可以学习的。 弊端： 1，官僚制的人事制度僵化、形式主义，导致该体系效率低下； 2，官僚制的消极控制形式着力于避免犯错而不是提高效率； 3，官僚制僵化的组织形式、不透明的行事方式违背民主精神； 4，官僚制有一种不受责任机制约束的趋势，并企图对市场和个人实施全面的控制； 5，官僚制强调的政治与行政相分离在现实中不可能做到。 【公共管理与私人管理的不同】（6大不同点） 管理的主体、对象、目标、方式、环境、权力不同。

陈振明 《公共管理学》 笔记

一概念 l 公共行政与公共管理（p3)★★ 公共行政(public administration)l描政府特别是执行机关为公众提供服务的活动，这种活动中主要是执行政策和法律，其关注的焦点是过程和程序以及将政策转变为实际的行动。 公共管理(puhlic management)指公共组织提供公共产品和服务的活动，它关注的不是过程、程序、和遵照指示办事，更多地关注结果。在很大群度上这是企业精神在公共领域的体现。 可见，二者的区别主要体现在：l主体不同：2．关注点不同。 2．公共物品(P6)★ 与私人物品相对应，指那些具有消赞的非竞争性、非排他性、自然垄断性以及收费困难等外部性特征的物品。根据不同的角度可以划分为纯公共物品和准公共物品，硬公共物品和软公共物品，全国性公共物品和地方性公共物品， 3行政国家(P24)★ 是指19世纪末20世纪初．与垄断的进程相一致，在资本主义国家立法、司法、行政三权分立的国家权力体系中出现的，行政权力扩张的现象，并成为一种普遍的国家现象。主要体现在行政立法和行政司法。 二简答 1 区别公共管理与私人管理(P4)★★★ 公共管理( public management)指公兆组织提供公共产品和服务的活动。他与私人管理 的主要区别在于： 第一，使命不同。前者追求公基服务和公共利益，后者追求私人营利。第二，相比之下，公共管理的效率意识不强。公共管理资金来源为财政划拨而且运作 过程缺乏竞争。

第三，相比之下，公共管理尤其政府管理更强调责任。公共部门不象私人部门的权力 责任划分那么清楚。 第四，就人事管理而言，公共管理的人事管理系统更复杂更严格。公共部门的公务员 绩效评估标准更复杂，雇佣和解雇也更困难。 第五，相比之下，公共管理具有明显的政治性和公共性。公共管理包括广泛而复杂的 政治活动。 2简述市场经济条件下政府公共管理的特点( P25-28)★★ 市场经济下的公托管理与其他体制下（如计划经济）相比有一系列特点，主要体现在： 第一，在市场经济发展的不同时期，政府干预的范围、内容、力度、方式不同。（纵向 分析）表现在：1自由放任时期……2垄断时期_3滞胀时期…… 第二，由于经济发展水平、政治文化和历史传统的不同，各市场经济国家的公共管理模 式也不同。（横向分析）表现在：1英美模式…2欧洲菜茵模式_3东Ⅱ政府主导模式…… （注释：以上省略部分要求孝生用自己语言阐述，以下同） 三论述 1论述21世纪我国政府公共管理所面临的挑战( P29-34)★★政府公共管理指行政机关提供公共产品和服务的活动。我国在进入21世纪后，随着改 革的推进和体制的转轨；正在面临着来自内部和外部的严峻挑战，具体而言：

第四章 型腔铣(Cavity Milling)

第四章型腔铣（Cavity Milling） 本节重点讲解【型腔铣】操作的参数功能，让用户学会如何用型腔铣削对复杂的模型工件进行操作加工，进一步加深学者对NX编程的了解，也为后面讲固定轴曲面加工墓定基础。 为了让学者更容易的学好【型腔铣】，下面用插头面盖腔体例子（Cavity_Milling_1.prt）如图4-1所示，说明型腔铣加工方法，具体操作步骤如下： 图4-1 Cavity_Milling_1.prt插头面盖 一．定义加工几何 打开文件（Cavity _mill_1.prt）并进入加工模块→加工环境（CAM设置为mill_planar）点击【确定】→进入加工界面。 ⑴．设定加工坐标和安全平面 在操作导航器“几何视图”中，双击节点MCS_MILL进行编辑，弹出【Mill Orient】对话框，设置〖机 床坐标系〗选项卡中的“指定MCS”→点击CSYS会话图标并进入到【CSYS】对话框→设置参考CSYS 为“WCS”然后点击〖确定〗退回到【Mill Orient】对话框。定义安全平面，〖间隙〗选项卡→安全设置选项为“平面”→指定平面点击图标进入【平面构造器】对话框，选择模型顶平面，设置〖偏置〗＝10，连点击【确定】按钮完成“加工坐标”与“安全平面”的设置。如图4-2所示。 ⑵．指定加工几何体 在操作导航器几何视图中，双击节点进行编辑，弹出【铣削几何体】对话框，〖指定部件〗为模型工件，〖指定毛坯〗为毛坯材料，毛坯材料使用“自动块”，跟部件几何一样大小。所定义的几何体如图4-3所示。

图4-2 加工坐标与安全平面图4-3指定部件和毛坯几何体二．设定加工方法 在模型的编程NC程序时，很多情况都要编很多的加工操作才可以完成把模型加工出来，在此当中，会反复出现不同的加工方法。为了方便，一般我们都要预先设定好加工方法参数。按下表4-1所示设定加工方法参数。 表4-1 加工方法参数 三．创建刀具 从【加工创建】工具条点击【创建刀具】图标，弹出【创建刀具】创建对话，按表4-2所示尺寸创建3把刀具。在操作导航器视图，就可以看到所创建的刀具。 表4-2 刀具参数表 四．创建型腔铣粗加工操作 在加工创建工具条点击【创建操作】，弹出【创建操作】对话框，选项组的〖类型〗默认选择mill_contour，

公共管理学研究生笔记

第一讲公共管理科学与科学公共管理——什么是公共管理学 一、公共管理的基本概念 （一）什么是管理 “管理”在字面上的涵义：管辖和处理 张立荣教授认为，公共管理学中管理指在一定的社会制度等外部环境中,一个组织为了实现预期的目标,由管理者对组织内部的各种资源进行决策、组织和控制,促进其相互协调,以取得最大效益的动态过程。 （二）什么是公共管理 西方学者在“管理”之前加上“公共”的意义在于： 第一，强调公共管理与私人管理的区别 第二，强调公共管理主体的多元化 第三，强调公共管理主体所担负的社会责任和义务 第四，强调公共管理活动的公共参与性 第五，强调公共管理活动的公开性 二、公共管理学的定义及其要点 三种有代表性的观点： （１)公共管理学研究的是公共组织尤其是政府组织的公共管理活动,目的是提供与公共管理相关的知识与方法——知识学陈振明 (2）公共管理学是一门新兴的学科与学派,旨在帮助公共管理者获取解决公共问题,处理公共事务所需要的知识、技能与策略——技能说张成福 (3)公共管理学是一门运用管理学、政治学、经济学等多种理论和方法，研究公共管理实践的学科 ——实践说张康之 上述定义包括7个要点: 第一，公共管理的核心主体,是政府部门。 第二，公共管理的客体,是社会公共事务。 第三，公共管理的根本原则,是依法管理。 第四，公共管理的方向和手段,具有多样性。 第五，公共管理的内在要求，在于提高管理的效率和效益,实现高效化。 第六，公共管理的最终目的在于实现公共利益。 第七，公共管理已经的实质,在于揭示公共管理活动的客观运行规律。 三、西方公共管理学的产生及发展 （一）西方公共管理学的产生背景 公共管理学产生于2０世纪70、８０年代的西方国家 公共管理学产生的学科背景：它是在突破传统的公共行政学的局限的基础上建立起来的。 公共管理的发展历程： 第一阶段:形成阶段(19世纪末—20世纪30年代） 代表性理论：古德诺的政治与行政两分法及韦伯的科层制 第二阶段:成熟阶段(20世纪30年代—20世纪60年代) 代表性理论： 第三阶段：科学化阶段（2０世纪60年代—70年代）

2014—陈振明 公共管理学(第二版)—考研精编笔记.doc

育明教育 【温馨提示】 现在很多小机构虚假宣传，育明教育咨询部建议考生一定要实地考察，并一定要查看其营业执照，或者登录工商局网站查看企业信息。 目前，众多小机构经常会非常不负责任的给考生推荐北大、清华、北外等名校，希望广大考生在选择院校和专业的时候，一定要慎重、最好是咨询有丰富经验的考研咨询师！ 公共管理学 (第二版) 陈振明主编 参考书： 张成福《公共管理学》中国人民大学出版社 张国庆《公共行政学》北京大学出版社 【复习方法和复习规划】 对于考研专业课的复习，育明教育咨询师建议大家可以采取以下建议： （一）记忆方法

1.快速、反复、多次 根据育明教育咨询师多年辅导经验总结，绝大多数学员在考研复习的时候经常犯的几个错误有以下几个方面： 第一，看书速度比较慢，期望看一遍书就能够把考点记住。不单是复习专业课，很多考生在看英语单词的时候也经常犯这样子的错误。 第二，背诵的时候缺乏复习和巩固。只知道一本书一本书的背诵，结果往往背完之后很快就忘记了。 综上两个问题，育明教育咨询师希望大家一定要养成“快速、反复、多次”记忆的好习惯。 2.重点突出，主次分明 不是考研专业课和考研政治的每个知识点都考，毋庸置疑，考试是有侧重点的。凡是企图一个字不差的记住和背诵下来的想法都是错误的。考研复习必须主次分明，重难点突出。 在考研过程中，20%的知识点会带来80%的分数，希望大家在考研复习的时候必须有所取舍。 3.框架入手，由粗到细 对于一本书，大家首选要明确它的知识框架，然后再慢慢细化。这样比较有利于大家快速的建立起知识架构。 （二）复习规划 第一阶段（-8月末）：确定参考书，明确考点。 每年9月份之前，考生务必确定好报考院校专业，考研参考书和必须的一些资料。最近北大、人大等名校慢慢的不再公布参考书，这就更需要考生一定要收集到最权威、最详细的考研信息。在确定了参考书之后，大家在暑假期间要明确每本书的考试重点，为接下来的背诵奠定基础。 第二阶段（9-11月末）：背诵记忆 根据育明教育咨询师分析，当前中国考研还处于低层次，尤其是专业课的考察，主要还是考察考生的记忆力和理解力，大部分的考题还是需要背诵和记忆，灵活运用的考题并不多。 第三阶段（12月-考研）：掌握答题技巧，模拟考试 这个环节很少有考生做到，但是育明教育咨询师建议大家，最后一个阶段务必多做几套模拟题，而且务必要全真的模拟考试。育明教育咨询师建议大家可以仿照高考去制定复习规划。

平面铣加工操作

一、平面铣加工操作 创建一般平面铣加工操作，它能够创建更加灵活的平面铣加工方法，包括了表面铣（是一种专门用于加工表面几何体的模板，可以直接选择表面来指定加工区域，也可以通过选择边界几何体来指定。包括Face_milling主要是针对平面而设置的加工方法；face_milling _area是加工平面的同时也可以作壁加工；UG NX4中的“Face Milling Manual”翻译成中文：手工铣削面）、粗加工平面铣加工（包括ROUGH_FOLLOW、ROUGH_ZIGZAG、ROUGH_ZIG三种加工模板，可以直接选择表面来指定加工区域，也可以通过选择面、边界、曲线、点来指定边界几何体）、精铣底面加工操作（FINISH_FLOOR）、精铣侧壁加 工操作(FINISH_WALLS)、平面轮廓铣加工操作（,此方法主要是加工零件外形），这些平面铣加工方法都是基于一般平面定制的加工模板。 二、平面铣部件和隐藏体边界选择：编辑边界里面的材料侧的内部或外部是指不被切削的部分。 三、平面铣加工切削方式 1．往复式（Zig-Zag）走刀方式，此加工方法能够有效地减少刀具在横向 跨越的空刀距离，提高加工的效率，但往复式走刀方式在加工过程中要交替变换顺铣、逆铣加工方式，因此比较适合粗铣表面加工。 2．单向（Zig）走刀方式，此加工方法能够保证整个加工过程中保持同一种加工方式，比较适合精铣表面加工。 3．跟随周边（Follow Periphery）走刀方式，它是沿切削区域轮廓产生一系列同心线来创建刀具轨迹路径，该方式在横向进刀的过程中一直保持切削状态。 4．跟随工件（Follow Part）走刀方式，它是沿零件几何体产生一系列同心线来创建刀具轨迹路径，该方式可以保证刀具沿所有零件几何体进行切削，对于有孤岛的型腔域，建议采用跟随零件的走刀方式。 5．单向带轮廓铣（Zig With Contour）走刀方式 6．轮廓（Profile）走刀方式，可以沿切削区域的轮廓创建一条或多条切削轨迹，轮廓走刀的方法可以在狭小的区域内创建不相交的刀位轨迹，避免产生过切现象。 7．外摆线轨迹（Outward Trochoidal），加工狭长的槽和拐角时可以得到更加圆滑的刀位轨迹。这一功能比较适合高速铣削加工，刀位轨迹变得更加圆滑，进刀运动和跨越运动变得更加光顺。

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补充复习材料： 公共管理学原理 第一章导论，公共管理学的视野 一、“公共管理”与“私人管理”的异同 A、联系。（1）都包含了合作团体的活动。（2）都必须履行一般的管理职能。 B、差别。（1）公共管理与私人管理的使命不同。公共管理是为公众服务，追求公共利益;私人管理以营利为目的。（2）与私人管理相比，公共管理的效率意识不强。 （3）与私人管理相比，公共部门尤其是政府管理更强调责任。 （4）就人事管理方面而言，公共组织尤其是政府中的人事管理系统比私人组织中的人事管理系统要复杂和严格得多。（5）公共管理有明显的政治性和公共性。 二、公共物品的特性：公共物品是与私人物品相对应的概念，消费具有非竞争性和非排他性，一般不能或不能有效通过市场机制有企业和个人提供，主要由政府提供。公共物品特性：非竞争性、非排他性、外部性。 三、公共管理学的学科特征——与传统公共行政学的区别 （1）研究对象与范围。传—局限于政府行政机关特别是官僚机构的研究 公—扩大到其他政府机关（立、司）和非营利组织或第三部门甚至私人部门的公共的方面。 （2）公更具跨学科，综合性的特点。传—建立在政治学基础上，公—不同学科。 （3）公将研究焦点由传的“内部取向”转为“外部取向”，由重视机构过程和程序研究转到重视项目、结果与绩效研究。 （4）涉及大量公共行政学没涉及的主题。例：公共物品，公共选择，政府失败。。。。。 （5）公既是实证的又是规范的，传—局限规范研究。 （6）公将自身建立在当代公共部门管理的实践尤其是政府改革的实践基础上，是从这种实践中产生的新理论范式，反过来成为指导这种实践的模式，因此，与传相比，它更具有现实性。 四、21世纪我国公管面临的挑战 1，市场经济发展对我国政府管理提出的挑战 A、传统的政府管理模式的弊端――计划经济（“命令式经济”）条件下。所谓传统政府即“全能型政府”：集中配置社会资源，对经济和社会生活全面、微观、直接干预。 （1）政企不分、政资不分。（2）机构臃肿，效率低下。（3）权力过于集中。（4）政治民主化、科学化、制度化薄弱。 B、转型期政府管理面临的挑战。（1）建立与完善市场体制。（2）公共管理或行政管理体制的创新，行政政治体制改革，转变政府职能。（3）建立一支高素质、廉洁奉公的公务员队伍。 2，入世对我国政府管理提出的挑战。（１）入世对政府管理方式的冲击，传统的政府管理方式阻碍市场化进程。 （２）入世对政府管理的法制化提出了相当高的要求。法律规则意识淡薄，“上有政策，下有对策”，地方利益至上，阻碍WTO规则的有效执行。 （3）对公务员素质与能力提出了更高的要求。（官员的市场观念落后;法律意识淡化;竞争意识不强;学习能力不足）。 第二章、公共组织理论 一、公共组织：广义――就是以管理社会公共事务、协调社会公共利益关系为目的的组织。既包括政府组织，也包括第三部门组织。狭义――国家机关组织。 二、公共组织的构成要素▲：组织人员、组织目标、职能范围、机构设置、职位设置、权力与职权、权 责划分、规章制度、团体意识、组织设计、支持硬件、技术和信息。 三、公共组织的类型▲ 根据管理公共事务的不同，可分为管理文化、科技、教育、国防、公安、外交等事务的各种公共组织。（1）按财务－会计标准划分（有利于加强审计和对公共组织的监督），大体可分为六种类型：政府机构、教育组织、健康和福利组织、宗教组织、慈善组织、基金会。 （2）按公共权力标准分类。 A、强制型公共组织：政府部门。根据宪法和法律的授权、依靠公共权力对公共事务实行强制性管理。 如，纳税人必须接受税务管理部门的管理。 B、半强制型公共组织：更多依靠市场手段而非行政手段。其强制性在一定程度上是可对抗的，当事人

公共管理学原理笔记

公共管理学原理 第一章导论，公共管理学的视野 一、“公共管理”与“私人管理”的异同 A、联系。 （1）都包含了合作团体的活动。（2）都必须履行一般的管理职能。 B、差别。 （1）公共管理与私人管理的使命不同。公共管理是为公众服务，追求公共利益;私人管理以营利为目的。 （2）与私人管理相比，公共管理的效率意识不强。 （3）与私人管理相比，公共部门尤其是政府管理更强调责任。 （4）就人事管理方面而言，公共组织尤其是政府中的人事管理系统比私人组织中的人事管理系统要复杂和严格得多。 （5）公共管理有明显的政治性和公共性。 二、公共物品的特性： 公共物品是与私人物品相对应的概念，消费具有非竞争性和非排他性，一般不能或不能有效通过市场机制有企业和个人提供，主要由政府提供。公共物品特性：非竞争性、非排他性、外部性。 三、公共管理学的学科特征——与传统公共行政学的区别 （1）研究对象与围。传—局限于政府行政机关特别是官僚机构的研究 公—扩大到其他政府机关（立、司）和非营利组织或第三部门甚至私人部门的公共的方面。

（2）公更具跨学科，综合性的特点。传—建立在政治学基础上，公—不同学科。 （3）公将研究焦点由传的“部取向”转为“外部取向”，由重视机构过程和程序研究转到重视项目、结果与绩效研究。 （4）涉及大量公共行政学没涉及的主题。例：公共物品，公共选择，政府失败。 （5）公既是实证的又是规的，传—局限规研究。 （6）公将自身建立在当代公共部门管理的实践尤其是政府改革的实践基础上，是从这种实践中产生的新理论式，反过来成为指导这种实践的模式，因此，与传相比，它更具有现实性。 四、21世纪我国公管面临的挑战 1.市场经济发展对我国政府管理提出的挑战 A、传统的政府管理模式的弊端――计划经济（“命令式经济”）条件下。所谓传统政府即“全能型政府”：集中配置社会资源，对经济和社会生活全面、微观、直接干预。 （1）政企不分、政资不分。 （2）机构臃肿，效率低下。 （3）权力过于集中。 （4）政治化、科学化、制度化薄弱。 B、转型期政府管理面临的挑战。 （1）建立与完善市场体制。 （2）公共管理或行政管理体制的创新，行政政治体制改革，转变政府职能。

UG数控加工讲义(3——平面铣与型腔铣综合实例)

UG数控加工讲义（三） 平面铣与型腔铣综合实例 一、操作流程 1、创建程序、刀具、几何体以及加工方法。 2、创建奥作，选择操作子类型。选择程序、刀具、几何体以及加工方法父节点。 3、在操作对话框中指定零件几何体/边界、毛坯几何体/边界、检查几何体/边界和底面等对 象。 4、设置切削方法、步进、切削深度、切削层、切削参数、进给率及避让几何等参数。 5、生成刀轨。 6、通过切削仿真进行刀轨校验、过切及干涉检查。 7、输出CLSF文件，进行后处理，生成NC程序 二．综合使用型腔铣与平面铣操作 本例对零件上半部分进行加工。 步骤： （1）粗加工 1、打开文件：Pln_Cav，进入加工环境。 2、已经设置好了几把刀具： 几何体设定：毛坯和工件已经设置好。 3、创建第一个操作。创建“mill_contour”→ 。单击“切削层”，使用自定义 切削层，按照图中设定： 5、单击“切削”，进入“切削参数”。 “包容”选项卡：设置“处理中的工件”为“使用3D”； “毛坯”选项卡：设置“部件侧面余量”为0.06mm。 6、生成刀轨。

7、仿真与刀轨检查。 使用2D仿真。选中“IPW干涉检查”复选项，再单击下面的“选项”按钮，选中“干涉暂停”。若刀轨存在过切或与刀柄碰撞，动画将会暂停。 8、在仿真后的对话框中单击“显示”查看2D仿真结果。加工完成后需要进行余量及过切检查，单击“比较”按钮，对加工后的工件和成品零件进行比较。灰色表示材料残留区域，绿色表示加工到位的区域，红色表示过切区域。若圆弧型侧壁局部显示红色，说明公差和余量的设置存在问题。若仿真过程中出现干涉警告并暂停动画，则需要调整刀具长度。（二）内腔的倒角区域进行精加工 1、创建平面铣。 创建“mill_planar”→ 。零件加工边界选择内腔的边缘线（圆角上访的边线），根据边界曲线的选择顺序决定是选择材料外侧还是内侧（曲线右手侧为内侧）。选择内腔面为底面。 2、切削参数设置。 部件侧面余量：0.0mm。 3、生成刀轨。仿真，用IPW对刀轨进行检查。 （三）底面的平面铣加工，完成对标识“UG NX 3 CAM”的加工。 创建平面铣操作，子类型选择“FACE_milling”，工件几何体使用“WORKPIECE”，刀具选择“UGTO201_112”。设置： “”需要加工的两个斜面。 2、设置切削层。每刀深度为0.5mm，设置顶层范围深度为8。 3、生成刀轨。仿真，IPW，进行刀轨检查。 4、在操作导航器中选取“PROGRAM”，输出刀轨源文件，选择“CLSF_STANDARD”格式进行输出，可以一次输出PROEGRAM下面的4个操作。

型腔铣

型腔铣 本节重点讲解【型腔铣】操作的参数功能，让用户学会如何用型腔铣削对复杂的模型工件进行操作加工，进一步加深学者对NX编程的了解，也为后面讲固定轴曲面加工墓定基础。 为了让学者更容易的学好【型腔铣】，下面用插头面盖腔体例子 （Cavity_Milling_1.prt）如图4-1所示，说明型腔铣加工方法，具体操作步骤如下： 图4-1 Cavity_Milling_1.prt插头面盖 定义加工几何 打开文件（Cavity _mill_1.prt）并进入加工模块→加工环境（CAM设置为 mill_planar）点击【确定】→进入加工界面。 ⑴．设定加工坐标和安全平面 在操作导航器“几何视图”中，双击节点MCS_MILL进行编辑，弹出【Mill Orient】对话框，设置〖机床坐标系〗选项卡中的“指定MCS”→点击CSYS会话图标并进入到【CSYS】对话框→设置参考CSYS为“WCS”然后点击〖确定〗退回到【Mill Orient】对话框。定义安全平面，〖间隙〗选项卡→安全设置选项为“平面”→指定平面点击图标进入【平面构造器】对话框，选择模型顶平面，设置〖偏置〗＝10，连点击【确定】按钮完成“加工坐标”与“安全平面”的设置。如图4-2所示。 ⑵．指定加工几何体 在操作导航器几何视图中，双击节点进行编辑，弹出【铣削几何体】对话框，〖指定部件〗为模型工件，〖指定毛坯〗为毛坯材料，毛坯材料使用“自动块”，跟部件几何一样大小。所定义的几何体如图4-3所示。

图4-2 加工坐标与安全平面图4-3指定部件和毛坯几何体 设定加工方法 在模型的编程NC程序时，很多情况都要编很多的加工操作才可以完成把模型加工出来，在此当中，会反复出现不同的加工方法。为了方便，一般我们都要预先设定好加工方法参数。按下表4-1所示设定加工方法参数。 4-1 加工方法参数 加工方法余量公差内公差外公差MILL_ROUGH 0.35 0.03 0.05 MILL_SEMI_FINISH 0.15 0.03 0.03 MILL_FINISH 0 0.01 0.01 创建刀具 从【加工创建】工具条点击【创建刀具】图标，弹出【创建刀具】创建对话，按表4-2所示尺寸创建3把刀具。在操作导航器视图，就可以看到所创建的刀具。 4-2 刀具参数表 序号刀具名称刀具直径圆角半径刀具号长度补偿 1 JMSK_D12R1 1 2 1 1 1 2 JMSK_D6R1 6 1 2 2 3 JMSK_D4R0.5 4 0. 5 3 3 创建型腔铣粗加工操作

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第二章、公共组织理论 一、公共组织：广义一一就是以管理社会公共事务、协调社会公共利益关系为目的的组织。既包括政府 组织，也包括第三部门组织。狭义 一一国家机关组织。 补充复习材料: 公共管理学原理 第一章导论，公共管理学的视野 ”与私人管理”的异同 都包含了合作团体的活动。 (2)都必须履行一般的管理职能。 公共管理与私人管理的使命不同。公共管理是为公众服务，追求公共利益 一、 公共管理 A 、 联系。(1) B 、 差别。(1) 利为目的。(2)与私人管理相比，公共管理的效率意识不强。 (3) 与私人管理相比，公共部门尤其是政府管理更强调责任。 (4) 就人事管理方面而言，公共组织尤其是政府中的人事管理系统比私人组织中的人事管理系统要复杂 和严格得 多。(5)公共管理有明显的政治性和公共性。 二、 公共物品的特性：公共物品是与私人物品相对应的概念，消费具有非竞争性和非排他性，一般不能 或不能有效通过市场机制有企业和个人提供，主要由政府提供。公共物品特性：非竞争性、非排他性、 外部性。 三、 公共管理学的学科特征 一一与传统公共行政学的区别 (1)研究对象与范围。传 一局限于政府行政机关特别是官僚机构的研究 公一扩大到其他政府机关(立、司)和非营利组织或第三部门甚至私人部门的公共的方面。 ;私人管理以营 (2) 公更具跨学科，综合性的特点。传 一建立在政治学基础上，公 一不同学科。 (3) 公将研究焦点由传的 内部取向”转为 外部取向”，由重视机构过程和程序研究转到重视项目、结果 与绩效研究。 (4) 涉及大量公共行政学没涉及的主题。 例：公共物品，公共选择，政府失败。。。。。 (5) 公既是实证的又是规范的，传 一局限规范研究。 (6) 公将自身建立在当代公共部门管理的实践尤其是政府改革的实践基础上， 理论范式，反过来成为指导这种实践的模式，因此，与传相比，它更具有现实性。 是从这种实践中产生的新 四、21世纪我国公管面临的挑战 1,市场经济发展对我国政府管理提出的挑战 A 、 传统的政府管理模式的弊端 一一计划经济(命令式经济”)条件下。所谓传统政府即 全能型政府”: 集中配置社会资源，对经济和社会生活全面、微观、直接干预。 (1)政企不分、政资不分。(2) 制度化薄弱。 B 、 转型期政府管理面临的挑战。 政政治体制改革，转变政府职能。 机构臃肿，效率低下。(3)权力过于集中。(4)政治民主化、科学化、 (1 )建立与完善市场体制。(2)公共管理或行政管理体制的创新，行 (3)建立一支高素质、廉洁奉公的公务员队伍。 2,入世对我国政府管理提岀的挑战。 化进程。 (2) 入世对政府管理的法制化提出了相当高的要求。法律规则意识淡薄, 方 利益至上，阻碍 WTO 规则的有效执行。 (3) 对公务员素质与能力提出了更高的要求。 能力不足)。 (1) 入世对政府管理方式的冲击，传统的政府管理方式阻碍市场 上有政策，下有对策 ”，地 (官员的市场观念落后；法律意识淡化；竞争意识不强 ;学习

公共管理学的读书笔记

公共管理学的读书笔记 对于计划管理，书中首先声明了这样一个观点：计划本身属于管理的一部分，是 解决管理与资源之间关系是否匹配的问题重要环节。明确了目标是计划管理的基点， 资源是其对象，由基点出发对对象进行有效的利用，最后达到目标与对象的相互匹配 的结果。计划的指定不是在于你的目标，而是在于你的资源有多少，资源可以高效地 利用多少，对于资源的有效利用是制定企业计划的关键；另外就是对于计划管理的成 功判断的标准并不是在于企业制定了多么完备的计划，而是在于它是否是一套如今现 实可行的，不高于企业现有资源的利用，又不会对资源造成浪费，换句话说也就是我 们只需要关心是否由资源来支撑目标。而这其中的资源也不仅仅是我们企业进行生产 运营那么简单的资源定义，还包括人力资源、市场资源以及一些相关的行业标准、运 作的经验甚至说一些相关的合作伙伴等等。而以上资源的特殊性又决定了计划管理是 企业高层的重点，需要企业的高层的严密运作。 对于战略管理，书中强调了一个“企业核心竞争力”的问题，其中又强调了一个“企业潜能”、“顾客至上”和“难以模仿”等词汇。一个企业怎样才能拥有核心竞 争力呢？市场和顾客是必须要了解和把握的，因为企业不就是靠市场和顾客去生存吗？把这两方面做到位了，企业的日子也不会难过到哪里去。对于海尔，战略的管理真的 可以说是一种楷模。一个企业的战略对于外行都能够在短时间的认同，不能不说他的 企业战略文化的成功的确是不一般。海尔就是在最短的时间内确立了自己的市场两道 地位提高了自己的竞争实力，才拥有了核心的竞争力，把自己的独特的管理经验融汇 到了自己的企业战略中，才拥有今天的实力。 书中强调的企业文化管理方面已经很完备了，我想一个管理者重要的是怎么在实 践中不断地完善自己的企业的文化，作为一种标准推广开来，最后提升成为一种企业