2021年 70卷 第13期
显示方式:
2021, 70(13): 133101.
doi: 10.7498/aps.70.20210708
摘要:
二维冰是典型的原子制造技术获得的新型原子级材料, 其结构和成核生长在材料科学、摩擦学、生物学、大气科学和行星科学等众多领域具有至关重要的作用. 虽然二维冰的结构性质已被广泛研究, 但对其电学和光学性质知之甚少. 本文通过密度泛函理论和线性响应理论计算了二维冰相I在零温时的主要电学、光学、介电性质和红外光谱. 其次, 利用从头算分子动力学方法模拟得到了二维冰相I在有限温度下的声子振动态密度. 本文的结果揭示了原子级二维冰相I的电子结构, 同时展示了其独特的光吸收机理, 有助于二维冰相I的进一步实验表征和原子级操控. 由于表面上的二维冰可以促进或抑制三维冰的形成, 这对于设计和研发防结冰材料具有潜在的应用价值. 此外, 二维冰本身也可以作为一种特殊的二维材料, 为高温超导电性、深紫外探测、冷冻电镜成像等研究提供全新的标准材料.
二维冰是典型的原子制造技术获得的新型原子级材料, 其结构和成核生长在材料科学、摩擦学、生物学、大气科学和行星科学等众多领域具有至关重要的作用. 虽然二维冰的结构性质已被广泛研究, 但对其电学和光学性质知之甚少. 本文通过密度泛函理论和线性响应理论计算了二维冰相I在零温时的主要电学、光学、介电性质和红外光谱. 其次, 利用从头算分子动力学方法模拟得到了二维冰相I在有限温度下的声子振动态密度. 本文的结果揭示了原子级二维冰相I的电子结构, 同时展示了其独特的光吸收机理, 有助于二维冰相I的进一步实验表征和原子级操控. 由于表面上的二维冰可以促进或抑制三维冰的形成, 这对于设计和研发防结冰材料具有潜在的应用价值. 此外, 二维冰本身也可以作为一种特殊的二维材料, 为高温超导电性、深紫外探测、冷冻电镜成像等研究提供全新的标准材料.
2021, 70(13): 134207.
doi: 10.7498/aps.70.20210731
摘要:
本文采用数值求解多能带半导体布洛赫方程组的方法开展强激光与双层MoS2材料相互作用产生高次谐波的理论研究. 模拟发现, T型堆栈双层MoS2产生的高次谐波在高能区域的转换效率比AA型堆栈双层MoS2高一个数量级. 理论分析表明, 由于原子级错位堆栈下晶体对称性被打破, 使原有的部分带间禁戒跃迁路径被打开, 带间跃迁激发通道增加, 大大增大了载流子跃迁概率, 从而增强了高次谐波转换效率. 此外, 对谐波产率的波长定标研究表明, 在较长波长的激光驱动下 (> 2000 nm), T型堆栈下所增强的高次谐波具有更高的波长依赖. 该工作为如何优化增强固体高次谐波的转换效率提供一种新思路.
本文采用数值求解多能带半导体布洛赫方程组的方法开展强激光与双层MoS2材料相互作用产生高次谐波的理论研究. 模拟发现, T型堆栈双层MoS2产生的高次谐波在高能区域的转换效率比AA型堆栈双层MoS2高一个数量级. 理论分析表明, 由于原子级错位堆栈下晶体对称性被打破, 使原有的部分带间禁戒跃迁路径被打开, 带间跃迁激发通道增加, 大大增大了载流子跃迁概率, 从而增强了高次谐波转换效率. 此外, 对谐波产率的波长定标研究表明, 在较长波长的激光驱动下 (> 2000 nm), T型堆栈下所增强的高次谐波具有更高的波长依赖. 该工作为如何优化增强固体高次谐波的转换效率提供一种新思路.
2021, 70(13): 136802.
doi: 10.7498/aps.70.20202129
摘要:
原子力显微术在原子级分辨表征、化学键识别、探测电荷密度分布等领域都有重要的应用. 本文在介绍原子力显微术基本工作原理的基础上, 着重介绍其在室温原子操纵、对原子/分子操纵过程的表征、以及绝缘基底上的电荷操纵三个方面的工作进展. 主要内容有: 1)原子力显微术的成像原理及其对典型分子的化学键分辨表征; 2)原子力显微术在室温下的力学操纵和原子识别能力; 3)用原子力显微术操纵分子表面异构或吸附构型变化并表征该过程中的相互作用力; 4)在绝缘基底上通过原子力显微术对单分子及多分子的电荷操纵. 原子力显微术操纵在这些领域内的工作拓展了扫描隧道显微镜在原子/分子操纵方面的工作范围, 为理解并精确控制操纵过程及构造纳米尺度器件提供了新的思路.
原子力显微术在原子级分辨表征、化学键识别、探测电荷密度分布等领域都有重要的应用. 本文在介绍原子力显微术基本工作原理的基础上, 着重介绍其在室温原子操纵、对原子/分子操纵过程的表征、以及绝缘基底上的电荷操纵三个方面的工作进展. 主要内容有: 1)原子力显微术的成像原理及其对典型分子的化学键分辨表征; 2)原子力显微术在室温下的力学操纵和原子识别能力; 3)用原子力显微术操纵分子表面异构或吸附构型变化并表征该过程中的相互作用力; 4)在绝缘基底上通过原子力显微术对单分子及多分子的电荷操纵. 原子力显微术操纵在这些领域内的工作拓展了扫描隧道显微镜在原子/分子操纵方面的工作范围, 为理解并精确控制操纵过程及构造纳米尺度器件提供了新的思路.
2021, 70(13): 138101.
doi: 10.7498/aps.70.20201808
摘要:
量子材料的拓扑物态的研究是当前凝聚态物理的重要前沿. 区别于局域对称性破缺对物质状态进行分类的传统方式, 量子物态可以用微观体系波函数的拓扑结构进行分类. 这些全新的拓扑物态有望颠覆传统的微电子学并进而推动拓扑电子学的迅猛发展. 当前大部分理论和实验研究集中于研究量子材料的平衡态性质. 周期性光场驱动下量子材料远离平衡态、而达到非平衡态时的拓扑物态近年来受到人们的广泛关注. 本文首先回顾周期场驱动下非平衡态的弗洛凯(Floquet)理论方法, 分别介绍无质量(如石墨烯)、有质量(如MoS2)等狄拉克费米子材料体系在远离平衡态下的拓扑物态, 利用光场与量子物态的相干耦合实现对量子材料非平衡物态的调控; 从原子制造角度出发, 光场诱导的相干声子态直接改变了量子材料中电子跃迁的大小, 进而调控量子材料的非平衡拓扑物态. 量子材料中丰富的声子态为非平衡拓扑物态的调控提供了更多的可能性. 最后, 文章展望了量子材料非平衡拓扑物态在超快相变以及瞬态物态调节等未来可能发展方向的应用.
量子材料的拓扑物态的研究是当前凝聚态物理的重要前沿. 区别于局域对称性破缺对物质状态进行分类的传统方式, 量子物态可以用微观体系波函数的拓扑结构进行分类. 这些全新的拓扑物态有望颠覆传统的微电子学并进而推动拓扑电子学的迅猛发展. 当前大部分理论和实验研究集中于研究量子材料的平衡态性质. 周期性光场驱动下量子材料远离平衡态、而达到非平衡态时的拓扑物态近年来受到人们的广泛关注. 本文首先回顾周期场驱动下非平衡态的弗洛凯(Floquet)理论方法, 分别介绍无质量(如石墨烯)、有质量(如MoS2)等狄拉克费米子材料体系在远离平衡态下的拓扑物态, 利用光场与量子物态的相干耦合实现对量子材料非平衡物态的调控; 从原子制造角度出发, 光场诱导的相干声子态直接改变了量子材料中电子跃迁的大小, 进而调控量子材料的非平衡拓扑物态. 量子材料中丰富的声子态为非平衡拓扑物态的调控提供了更多的可能性. 最后, 文章展望了量子材料非平衡拓扑物态在超快相变以及瞬态物态调节等未来可能发展方向的应用.
2021, 70(13): 138202.
doi: 10.7498/aps.70.20210929
摘要:
可剥离至原子层厚度的层状材料被称为二维原子晶体, 是凝聚态物理研究的前沿材料体系之一. 与体材料相比, 二维原子晶体的原子完全暴露, 对外界环境极为敏感, 因此剥离、转移、旋转、堆叠、封装和器件加工技术对于其电子器件质量和电学输运性质研究尤为关键. 本文介绍了二维原子晶体转移工艺的重要发展, 尤其是对其二维电子气的输运性质有突破性提升的进展. 针对基于二维原子晶体的电子器件, 从二维电子气的无序、接触电阻、载流子迁移率、可观测的量子霍尔态等角度衡量器件质量, 并详细介绍了与之相对应的转移技术、器件结构与加工工艺.
可剥离至原子层厚度的层状材料被称为二维原子晶体, 是凝聚态物理研究的前沿材料体系之一. 与体材料相比, 二维原子晶体的原子完全暴露, 对外界环境极为敏感, 因此剥离、转移、旋转、堆叠、封装和器件加工技术对于其电子器件质量和电学输运性质研究尤为关键. 本文介绍了二维原子晶体转移工艺的重要发展, 尤其是对其二维电子气的输运性质有突破性提升的进展. 针对基于二维原子晶体的电子器件, 从二维电子气的无序、接触电阻、载流子迁移率、可观测的量子霍尔态等角度衡量器件质量, 并详细介绍了与之相对应的转移技术、器件结构与加工工艺.
2021, 70(13): 138501.
doi: 10.7498/aps.70.20210498
摘要:
自旋电子学和谷电子学作为半导体物理的新方向, 旨在利用电子的自旋和谷自由度来实现新型的逻辑运算和信息处理. 圆偏振光伏效应是近年来研究自旋电子学和谷电子学的重要实验手段, 也是实现新型的自旋与谷存储器件的一个可能的方式, 为下一代的器件信息的处理方法提出了一种新的可能. 圆偏振光伏效应是一种二阶非线性光电响应, 是指材料在圆偏振光的激发下产生随偏振角度变化的光电流. 光电流的产生依赖于自旋、谷极化、对称性以及Berry曲率等诸多因素, 可以揭示出材料深层次的物理性质. 本篇综述主要讨论了在不同材料体系产生圆偏振光伏效应的主要机制, 包括在半导体异质结由对称性破缺导致的Rashba自旋轨道耦合引起的圆偏振光电流, 以及拓扑 Weyl半金属由Berry曲率以及泡利阻塞造成的电子动量选择, 以及二维层状过渡金属硫化物中圆偏振光产生的谷极化电流等. 在此基础上, 本文还简略介绍了一些新型二维材料中的圆偏振光伏效应的可能实现的方式, 以及一些潜在的应用.
自旋电子学和谷电子学作为半导体物理的新方向, 旨在利用电子的自旋和谷自由度来实现新型的逻辑运算和信息处理. 圆偏振光伏效应是近年来研究自旋电子学和谷电子学的重要实验手段, 也是实现新型的自旋与谷存储器件的一个可能的方式, 为下一代的器件信息的处理方法提出了一种新的可能. 圆偏振光伏效应是一种二阶非线性光电响应, 是指材料在圆偏振光的激发下产生随偏振角度变化的光电流. 光电流的产生依赖于自旋、谷极化、对称性以及Berry曲率等诸多因素, 可以揭示出材料深层次的物理性质. 本篇综述主要讨论了在不同材料体系产生圆偏振光伏效应的主要机制, 包括在半导体异质结由对称性破缺导致的Rashba自旋轨道耦合引起的圆偏振光电流, 以及拓扑 Weyl半金属由Berry曲率以及泡利阻塞造成的电子动量选择, 以及二维层状过渡金属硫化物中圆偏振光产生的谷极化电流等. 在此基础上, 本文还简略介绍了一些新型二维材料中的圆偏振光伏效应的可能实现的方式, 以及一些潜在的应用.
2021, 70(13): 130201.
doi: 10.7498/aps.70.20210259
摘要:
不可压Navier-Stokes方程是流体力学的基本控制方程, 其高精度数值模拟具有重要的科学意义. 本综述性文章回顾了求解Navier-Stokes方程的投影方法, 重点介绍了时空一致四阶精度的GePUP方法. 该方法用一个广义投影算子对不可压Navier-Stokes方程进行了重新表述, 使得投影流速的散度由一个热方程控制, 保持了UPPE方法的优点. 与UPPE方法不同的是, GePUP方法的推导不依赖于Leray-Helmholtz投影算子的各种性质, 并且GePUP表述中的演化变量无需满足散度为零的条件, 因此数值近似Leray-Helmholtz投影算子的误差对精度和稳定性的影响非常透明. 在GePUP方法中, 时间积分和空间离散是完全解耦的, 因此对这两个模块都能以“黑匣子”的方式自由替换. 时间积分模块的灵活性实现了时间上的高阶精度, 并使得GePUP算法能同时适用于低雷诺数流体和高雷诺数流体. 空间离散模块的灵活性使得GePUP算法能很好地适应不规则边界. 理论分析和数值测试结果都显示, 相对于二阶投影方法, GePUP方法无论在精度上还是效率上都具有巨大优势.
不可压Navier-Stokes方程是流体力学的基本控制方程, 其高精度数值模拟具有重要的科学意义. 本综述性文章回顾了求解Navier-Stokes方程的投影方法, 重点介绍了时空一致四阶精度的GePUP方法. 该方法用一个广义投影算子对不可压Navier-Stokes方程进行了重新表述, 使得投影流速的散度由一个热方程控制, 保持了UPPE方法的优点. 与UPPE方法不同的是, GePUP方法的推导不依赖于Leray-Helmholtz投影算子的各种性质, 并且GePUP表述中的演化变量无需满足散度为零的条件, 因此数值近似Leray-Helmholtz投影算子的误差对精度和稳定性的影响非常透明. 在GePUP方法中, 时间积分和空间离散是完全解耦的, 因此对这两个模块都能以“黑匣子”的方式自由替换. 时间积分模块的灵活性实现了时间上的高阶精度, 并使得GePUP算法能同时适用于低雷诺数流体和高雷诺数流体. 空间离散模块的灵活性使得GePUP算法能很好地适应不规则边界. 理论分析和数值测试结果都显示, 相对于二阶投影方法, GePUP方法无论在精度上还是效率上都具有巨大优势.
2021, 70(13): 134204.
doi: 10.7498/aps.70.20201925
摘要:
低噪声的微波频率在雷达, 长基线干涉仪等领域有重要应用. 基于光学频率梳产生的微波信号的相位噪声在1 Hz频偏处低于–100 dBc/Hz, 在高频( > 100 kHz)处低于–170 dBc/Hz, 是目前所有的微波频率产生技术中噪声最低的. 文章介绍了光学频率梳产生微波频率的基本原理, 对基于光梳产生的微波频率信号的各类噪声和抑制噪声的技术进行了分析和总结. 随后对低噪声的测量方法进行介绍, 并展示了几种典型的微波频率产生实验装置和结果. 随着光学频率梳和噪声抑制技术的不断提升, 基于光梳的极低噪声微波频率源将有更广泛的应用前景和应用领域.
低噪声的微波频率在雷达, 长基线干涉仪等领域有重要应用. 基于光学频率梳产生的微波信号的相位噪声在1 Hz频偏处低于–100 dBc/Hz, 在高频( > 100 kHz)处低于–170 dBc/Hz, 是目前所有的微波频率产生技术中噪声最低的. 文章介绍了光学频率梳产生微波频率的基本原理, 对基于光梳产生的微波频率信号的各类噪声和抑制噪声的技术进行了分析和总结. 随后对低噪声的测量方法进行介绍, 并展示了几种典型的微波频率产生实验装置和结果. 随着光学频率梳和噪声抑制技术的不断提升, 基于光梳的极低噪声微波频率源将有更广泛的应用前景和应用领域.
2021, 70(13): 137401.
doi: 10.7498/aps.70.20201447
摘要:
单分子检测代表分子检测灵敏度的极限, 能够提供传统检测方式无法提供的物理信息, 在化学分析、分子动力学机理、蛋白质解析等领域具有广阔的应用前景, 具有重要的科学研究价值. 具体而言, 单分子检测能对复杂体系中的分子进行识别和计数, 给出分子的分布信息; 也可以对单个分子在吸附、反应等过程中的实时衍变进行追踪, 研究分子动力学的内在机制. 单分子表面增强拉曼散射是单分子检测领域最近兴起的一门新方法, 其特色在于具有特异性分子识别能力, 可以提供分子成键变化等动态信息. 这种方法适用于研究分子的演化过程、分子与环境的电荷相互作用, 从而揭示分子的反应途径、分布状态、吸附方式、电荷交换等重要信息. 单分子表面增强拉曼散射的概念提出较早, 但是缺乏高效的采集方法和精确的判定依据, 本文将对采集方法的优化进行梳理分析, 从非统计学和统计学两个角度对其进行讨论, 并重点对双分子分析检测法做详细介绍. 另一方面, 由于单分子表面增强拉曼散射研究涉及各种交叉学科、内涵广泛, 相关研究需要对光谱背后的相关机制有深刻的理解和认识. 为此, 本文基于当前的相关研究工作, 从分子漂移、光谱闪烁及展宽等特有现象入手, 分析了单分子表面增强拉曼散射的波动特征及其对应的物理机制, 并对其应用前景做了简要探讨.
单分子检测代表分子检测灵敏度的极限, 能够提供传统检测方式无法提供的物理信息, 在化学分析、分子动力学机理、蛋白质解析等领域具有广阔的应用前景, 具有重要的科学研究价值. 具体而言, 单分子检测能对复杂体系中的分子进行识别和计数, 给出分子的分布信息; 也可以对单个分子在吸附、反应等过程中的实时衍变进行追踪, 研究分子动力学的内在机制. 单分子表面增强拉曼散射是单分子检测领域最近兴起的一门新方法, 其特色在于具有特异性分子识别能力, 可以提供分子成键变化等动态信息. 这种方法适用于研究分子的演化过程、分子与环境的电荷相互作用, 从而揭示分子的反应途径、分布状态、吸附方式、电荷交换等重要信息. 单分子表面增强拉曼散射的概念提出较早, 但是缺乏高效的采集方法和精确的判定依据, 本文将对采集方法的优化进行梳理分析, 从非统计学和统计学两个角度对其进行讨论, 并重点对双分子分析检测法做详细介绍. 另一方面, 由于单分子表面增强拉曼散射研究涉及各种交叉学科、内涵广泛, 相关研究需要对光谱背后的相关机制有深刻的理解和认识. 为此, 本文基于当前的相关研究工作, 从分子漂移、光谱闪烁及展宽等特有现象入手, 分析了单分子表面增强拉曼散射的波动特征及其对应的物理机制, 并对其应用前景做了简要探讨.
2021, 70(13): 130202.
doi: 10.7498/aps.70.20210017
摘要:
针对页岩气开发过程中污染气体浓度与扩散分布不确定性问题, 利用自主设计并搭建的开放光路傅里叶变换红外光谱(FTIR)测量系统, 对返排液中污染气体进行浓度反演, 并通过返排液流速及污染源大小, 计算出污染源源强. 结合现场环境, 建立参考坐标, 对高斯扩散模型进行数学推导, 构建污染源面源扩散模型并进行仿真分析. 结果表明: 源强、距离、风速、大气稳定度影响气体浓度扩散. 对返排液进行80 h连续测量, 确定主要污染气体浓度及面源源强. 实验结果表明: 返排液排放的主要污染气体为丙烷、戊烷、丙烯、一氧化碳、二氧化硫; 对应的最大浓度分别4.689, 25.494, 30.324, 0.656, 4.620 mg/m3. 最大面源源强分别为1.9872, 10.9750, 12.8513, 0.2707, 1.9064 g/s. 结合风速及日间环境情况, 选取大气稳定度, 将源强代入面源扩散模型, 进行污染气体扩散浓度构建, 实现对不同污染气体不同位置上浓度分布的实时监测. 相对于传统测量方法, 利用FTIR方法并结合面源扩散模型, 不仅能够实现对污染源的非接触远距离在线测量, 还能对污染气体分布进行安全区域划分.
针对页岩气开发过程中污染气体浓度与扩散分布不确定性问题, 利用自主设计并搭建的开放光路傅里叶变换红外光谱(FTIR)测量系统, 对返排液中污染气体进行浓度反演, 并通过返排液流速及污染源大小, 计算出污染源源强. 结合现场环境, 建立参考坐标, 对高斯扩散模型进行数学推导, 构建污染源面源扩散模型并进行仿真分析. 结果表明: 源强、距离、风速、大气稳定度影响气体浓度扩散. 对返排液进行80 h连续测量, 确定主要污染气体浓度及面源源强. 实验结果表明: 返排液排放的主要污染气体为丙烷、戊烷、丙烯、一氧化碳、二氧化硫; 对应的最大浓度分别4.689, 25.494, 30.324, 0.656, 4.620 mg/m3. 最大面源源强分别为1.9872, 10.9750, 12.8513, 0.2707, 1.9064 g/s. 结合风速及日间环境情况, 选取大气稳定度, 将源强代入面源扩散模型, 进行污染气体扩散浓度构建, 实现对不同污染气体不同位置上浓度分布的实时监测. 相对于传统测量方法, 利用FTIR方法并结合面源扩散模型, 不仅能够实现对污染源的非接触远距离在线测量, 还能对污染气体分布进行安全区域划分.
2021, 70(13): 130501.
doi: 10.7498/aps.70.20210157
摘要:
对多粒子耦合系统而言, 环境涨落对各粒子的作用在实际情况中往往是互异的, 为此, 本文研究不同频率涨落驱动下全局耦合过阻尼谐振子系统中的集体动力学行为, 包括稳定、同步和随机共振. 通过随机平均法推导得出粒子行为的统计同步性, 进而得到了系统平均场与单粒子行为在统计意义下的等价性. 并且, 利用该同步性进一步求解得到了输出幅值增益和系统稳定的充要条件. 前者为分析系统随机共振行为奠定了理论基础, 后者给出了本文所得结论的适应范围. 仿真表明, 耦合强度\begin{document}$\varepsilon$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}$\sigma$\end{document} ![]()
![]()
对多粒子耦合系统而言, 环境涨落对各粒子的作用在实际情况中往往是互异的, 为此, 本文研究不同频率涨落驱动下全局耦合过阻尼谐振子系统中的集体动力学行为, 包括稳定、同步和随机共振. 通过随机平均法推导得出粒子行为的统计同步性, 进而得到了系统平均场与单粒子行为在统计意义下的等价性. 并且, 利用该同步性进一步求解得到了输出幅值增益和系统稳定的充要条件. 前者为分析系统随机共振行为奠定了理论基础, 后者给出了本文所得结论的适应范围. 仿真表明, 耦合强度
2021, 70(13): 131301.
doi: 10.7498/aps.70.20202081
摘要:
环形正负电子对撞机(CEPC)束流能量的精确标定是希格斯粒子质量宽度、W/Z玻色子质量的精确测量, 从而精确检验标准模型的基本实验依据. 基于此, 束流能量的误差控制要求在10–5水平. 康普顿背散射方法是适用于百GeV高能电子对撞机束流能量高精度标定的测量方法. 本文拟采用微波电子康普顿背散射后对散射光子能量的精确测量, 来反推CEPC束流能量, 理论预计精度可达到3 MeV左右. 首先根据设计需求选定圆波导传输TM01模微波, 并求解该条件下的电磁场分布情况及坡印廷矢量. 根据波导内光子分布传输情况提出设计思路简化计算的复杂程度, 结合高纯锗探测器灵敏度、同步辐射本底等限制条件联立方程求解符合设计要求的参数. 使用最优的一组波导内径、微波波长、电子入射角数据求得微波功率为100 W时的微分散射截面对能量的导数及对撞亮度, 进一步求得15 MeV能量的散射光子数密度, 根据该能量下同步辐射光子数密度的大小分析了信噪比. 理论上论证了该方案的可行性并讨论了该方案有待进一步研究的技术难点与问题.
环形正负电子对撞机(CEPC)束流能量的精确标定是希格斯粒子质量宽度、W/Z玻色子质量的精确测量, 从而精确检验标准模型的基本实验依据. 基于此, 束流能量的误差控制要求在10–5水平. 康普顿背散射方法是适用于百GeV高能电子对撞机束流能量高精度标定的测量方法. 本文拟采用微波电子康普顿背散射后对散射光子能量的精确测量, 来反推CEPC束流能量, 理论预计精度可达到3 MeV左右. 首先根据设计需求选定圆波导传输TM01模微波, 并求解该条件下的电磁场分布情况及坡印廷矢量. 根据波导内光子分布传输情况提出设计思路简化计算的复杂程度, 结合高纯锗探测器灵敏度、同步辐射本底等限制条件联立方程求解符合设计要求的参数. 使用最优的一组波导内径、微波波长、电子入射角数据求得微波功率为100 W时的微分散射截面对能量的导数及对撞亮度, 进一步求得15 MeV能量的散射光子数密度, 根据该能量下同步辐射光子数密度的大小分析了信噪比. 理论上论证了该方案的可行性并讨论了该方案有待进一步研究的技术难点与问题.
2021, 70(13): 133201.
doi: 10.7498/aps.70.20201833
摘要:
稳定的高强度原子束流源是很多精密测量实验的关键. 亚稳态(\begin{document}$2^3{\rm S}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}$(100\pm 3.6)$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}$5.8\times 10^{12}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}$^4{\rm{He}}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}$2^3{\rm S}—2^3{\rm P}$\end{document} ![]()
![]()
稳定的高强度原子束流源是很多精密测量实验的关键. 亚稳态(
2021, 70(13): 134201.
doi: 10.7498/aps.70.20201903
摘要:
薄层强散射介质的散射系统只会引起入射光波的振幅和相位分布变化, 但不会导致总能量的衰减. 这一过程可以看成光波被散射系统编码的过程, 与双随机加密系统极为相似. 本文首先证明了载有目标信息的光波在通过薄层强散射介质的散射系统时所产生散斑的分布特性, 与双随机加密系统加密同一明文目标所得到的密文分布特性具有高度的相似性. 然后, 本文将该散射系统视为一个双随机加密系统, 并利用相位恢复算法精确地计算出该散射系统所对应的两块随机相位密钥, 同时证明了这两块密钥板还可以成功地从该散射系统所得到的其他任何散斑中恢复出对应的原始图像. 最后, 为了进一步证明二者的等价性, 本文使用一种适用于双随机加密系统的唯密文攻击方法, 成功地破解了薄层强散射介质的散射系统, 得到了较好结果.
薄层强散射介质的散射系统只会引起入射光波的振幅和相位分布变化, 但不会导致总能量的衰减. 这一过程可以看成光波被散射系统编码的过程, 与双随机加密系统极为相似. 本文首先证明了载有目标信息的光波在通过薄层强散射介质的散射系统时所产生散斑的分布特性, 与双随机加密系统加密同一明文目标所得到的密文分布特性具有高度的相似性. 然后, 本文将该散射系统视为一个双随机加密系统, 并利用相位恢复算法精确地计算出该散射系统所对应的两块随机相位密钥, 同时证明了这两块密钥板还可以成功地从该散射系统所得到的其他任何散斑中恢复出对应的原始图像. 最后, 为了进一步证明二者的等价性, 本文使用一种适用于双随机加密系统的唯密文攻击方法, 成功地破解了薄层强散射介质的散射系统, 得到了较好结果.
2021, 70(13): 134202.
doi: 10.7498/aps.70.20210059
摘要:
里德伯原子由于具有较长的能级寿命和易于操控的特点已成为卓越的信息载体之一. 近年来, 关于里德伯原子性质的研究得到逐步的发展和完善, 特别是基于里德伯原子间范德瓦耳斯力诱导的单能级里德伯阻塞和反阻塞效应. 然而, 随着原子间距离的改变, 里德伯相互作用将导致更加复杂的动力学行为. 本文主要研究在原子间距小于其特征长度的情况下, 如何根据构建的里德伯反阻塞及双反阻塞机制一步实现两量子比特控制相位门和交换门, 在此范围内的原子间相互作用将涉及多个能级的布居交换. 数值模拟表明: 里德伯阻塞与双反阻塞机制的解析和数值结果能够达到高度一致, 理想情况下控制相位门和交换门的平均保真度分别为99.35%和99.67%, 此结果对于抵抗高激发里德伯态的自发辐射具有一定的鲁棒性. 希望本文的研究能够为里德伯原子系统中实现大规模容错量子计算提供必要的理论支持与实验依据.
里德伯原子由于具有较长的能级寿命和易于操控的特点已成为卓越的信息载体之一. 近年来, 关于里德伯原子性质的研究得到逐步的发展和完善, 特别是基于里德伯原子间范德瓦耳斯力诱导的单能级里德伯阻塞和反阻塞效应. 然而, 随着原子间距离的改变, 里德伯相互作用将导致更加复杂的动力学行为. 本文主要研究在原子间距小于其特征长度的情况下, 如何根据构建的里德伯反阻塞及双反阻塞机制一步实现两量子比特控制相位门和交换门, 在此范围内的原子间相互作用将涉及多个能级的布居交换. 数值模拟表明: 里德伯阻塞与双反阻塞机制的解析和数值结果能够达到高度一致, 理想情况下控制相位门和交换门的平均保真度分别为99.35%和99.67%, 此结果对于抵抗高激发里德伯态的自发辐射具有一定的鲁棒性. 希望本文的研究能够为里德伯原子系统中实现大规模容错量子计算提供必要的理论支持与实验依据.
2021, 70(13): 134203.
doi: 10.7498/aps.70.20202174
摘要:
激光辐照光学材料时, 经后表面反射的部分光束与入射光束干涉, 在材料内部形成驻波场. 若材料表面存在缺陷, 缺陷会对入射光进行调制, 导致材料内驻波场分布不再均匀, 局部区域光强增大. 为分析光学材料的场损伤特性, 建立了一个划痕缺陷影响下的光学材料损伤分析模型. 从电子增值理论出发, 分析了划痕数量及其所在位置对材料驻波场和损伤特性的影响, 并针对熔融石英材料进行了具体计算. 结果表明, 在入射光场不变的前提下, 随着划痕数量增加, 对光场的调制作用增强, 材料内部驻波场的最大场强增大, 熔融石英损伤阈值降低. 相对亚表面和后表面划痕缺陷而言, 材料上表面的缺陷对光场具有最大的调制作用, 因此更容易导致材料损伤.
激光辐照光学材料时, 经后表面反射的部分光束与入射光束干涉, 在材料内部形成驻波场. 若材料表面存在缺陷, 缺陷会对入射光进行调制, 导致材料内驻波场分布不再均匀, 局部区域光强增大. 为分析光学材料的场损伤特性, 建立了一个划痕缺陷影响下的光学材料损伤分析模型. 从电子增值理论出发, 分析了划痕数量及其所在位置对材料驻波场和损伤特性的影响, 并针对熔融石英材料进行了具体计算. 结果表明, 在入射光场不变的前提下, 随着划痕数量增加, 对光场的调制作用增强, 材料内部驻波场的最大场强增大, 熔融石英损伤阈值降低. 相对亚表面和后表面划痕缺陷而言, 材料上表面的缺陷对光场具有最大的调制作用, 因此更容易导致材料损伤.
2021, 70(13): 134205.
doi: 10.7498/aps.70.20202124
摘要:
本文研究了选取不同谱线组合对非均匀燃烧场分布重建精度的影响, 并针对传统模拟退火算法收敛速度慢、运行效率不高的问题, 提出了一种改进的模拟退火算法(ISA算法)用于燃烧流场的场分布重建. 通过改变算法的模型扰动及退火方式, 大大提高了算法的运行效率. 数值仿真模拟结果显示, 纳入更多的谱线有助于提高燃烧场重建的精度和降低重建对噪声的敏感性. 相较于传统模拟退火算法, 改进模拟退火算法在精度一致的前提下, 将运行效率提升了近40倍. 利用改进模拟退火算法在实验室平焰炉上重建了两种不同燃烧状态, 重建分布与原始分布基本一致. 通过数值仿真与实际实验, 验证了该方法的有效性, 对高光谱重建燃烧流场的温度浓度分布具有一定的指导意义.
本文研究了选取不同谱线组合对非均匀燃烧场分布重建精度的影响, 并针对传统模拟退火算法收敛速度慢、运行效率不高的问题, 提出了一种改进的模拟退火算法(ISA算法)用于燃烧流场的场分布重建. 通过改变算法的模型扰动及退火方式, 大大提高了算法的运行效率. 数值仿真模拟结果显示, 纳入更多的谱线有助于提高燃烧场重建的精度和降低重建对噪声的敏感性. 相较于传统模拟退火算法, 改进模拟退火算法在精度一致的前提下, 将运行效率提升了近40倍. 利用改进模拟退火算法在实验室平焰炉上重建了两种不同燃烧状态, 重建分布与原始分布基本一致. 通过数值仿真与实际实验, 验证了该方法的有效性, 对高光谱重建燃烧流场的温度浓度分布具有一定的指导意义.
2021, 70(13): 134206.
doi: 10.7498/aps.70.20201704
摘要:
测量了线偏振飞秒激光脉冲在空气中成丝产生的氮荧光发射的空间分布. 通过改变激光的偏振方向研究成丝过程中氮荧光发射的径向角分布, 发现\begin{document}${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${{\rm{N}}_{{2}}}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${{\rm{N}}_{{2}}}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{N}}_{{2}}^{{ + }}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${{\rm{N}}_{{2}}}{{(}}{{\rm{C}}^{{3}}}\Pi _{\rm{u}}^{{ + }})$\end{document} ![]()
![]()
测量了线偏振飞秒激光脉冲在空气中成丝产生的氮荧光发射的空间分布. 通过改变激光的偏振方向研究成丝过程中氮荧光发射的径向角分布, 发现
2021, 70(13): 134208.
doi: 10.7498/aps.70.20201575
摘要:
调制传递函数(modulation transfer function, MTF)检测是评价空间相机像质的重要手段. 空间相机光学系统透过率和色差、探测器量子效率均与波长相关, 采用不同光谱特征的光源所得到的MTF会出现偏差, 光源光谱特性的影响不可忽略. 针对这一问题, 提出了一种分析光源光谱特性对空间相机MTF检测结果影响的方法, 设计了空间相机光谱响应率和单色PSF标定装置及方法. 利用所提方法及标定结果, 计算了五种光源检测空间相机MTF时的理论值, 发现氙灯和其他四种光源的MTF值偏差较大. 对比卤钨灯和氙灯检测MTF时的理论值, 发现卤钨灯所得MTF在全频段内均大于氙灯所获取的MTF, 二者之间的偏差在中高频处最大, 最大偏差为0.075. 搭建了实验装置, 分别采用卤钨灯和氙灯作为光源, 利用倾斜刃边法检测MTF, 发现二者所得MTF在各个频率点处的分布特征及偏差与理论计算结果相同, 且最大偏差为0.057. 理论及实验结果表明, 本文方法能够准确评估光源光谱特性对空间相机MTF检测的影响.
调制传递函数(modulation transfer function, MTF)检测是评价空间相机像质的重要手段. 空间相机光学系统透过率和色差、探测器量子效率均与波长相关, 采用不同光谱特征的光源所得到的MTF会出现偏差, 光源光谱特性的影响不可忽略. 针对这一问题, 提出了一种分析光源光谱特性对空间相机MTF检测结果影响的方法, 设计了空间相机光谱响应率和单色PSF标定装置及方法. 利用所提方法及标定结果, 计算了五种光源检测空间相机MTF时的理论值, 发现氙灯和其他四种光源的MTF值偏差较大. 对比卤钨灯和氙灯检测MTF时的理论值, 发现卤钨灯所得MTF在全频段内均大于氙灯所获取的MTF, 二者之间的偏差在中高频处最大, 最大偏差为0.075. 搭建了实验装置, 分别采用卤钨灯和氙灯作为光源, 利用倾斜刃边法检测MTF, 发现二者所得MTF在各个频率点处的分布特征及偏差与理论计算结果相同, 且最大偏差为0.057. 理论及实验结果表明, 本文方法能够准确评估光源光谱特性对空间相机MTF检测的影响.
2021, 70(13): 134301.
doi: 10.7498/aps.70.20201971
摘要:
为了提高分布式结构声源的声场重建精度, 本文提出了基于单元辐射叠加法的结构声源声场重建方法. 该方法首先利用声场叠加原理和结构振声传递特性, 建立了结构声源表面振动与辐射声场之间的振声传递关系解析表达式, 得到便于快速计算的振声传递矩阵, 能够解决连续分布、相干结构噪声源的声传播模型精细化表征问题. 然后利用振声传递矩阵作为传递算子进行声场重建, 并与迭代加权算法相结合. 通过将基于单元辐射叠加法的声场预报结果与解析法预报结果进行比较, 验证了单元辐射叠加法具有较高的准确性. 并将基于单元辐射叠加法的声场重建方法与传统等效源法近场声全息和迭代加权等效源法相比较, 通过仿真分析与矩形板声场重建实验证明了基于单元辐射叠加法的声场重建方法能够改善结构声源的声场重建精度并增大近场声全息的有效测试距离范围.
为了提高分布式结构声源的声场重建精度, 本文提出了基于单元辐射叠加法的结构声源声场重建方法. 该方法首先利用声场叠加原理和结构振声传递特性, 建立了结构声源表面振动与辐射声场之间的振声传递关系解析表达式, 得到便于快速计算的振声传递矩阵, 能够解决连续分布、相干结构噪声源的声传播模型精细化表征问题. 然后利用振声传递矩阵作为传递算子进行声场重建, 并与迭代加权算法相结合. 通过将基于单元辐射叠加法的声场预报结果与解析法预报结果进行比较, 验证了单元辐射叠加法具有较高的准确性. 并将基于单元辐射叠加法的声场重建方法与传统等效源法近场声全息和迭代加权等效源法相比较, 通过仿真分析与矩形板声场重建实验证明了基于单元辐射叠加法的声场重建方法能够改善结构声源的声场重建精度并增大近场声全息的有效测试距离范围.
2021, 70(13): 134701.
doi: 10.7498/aps.70.20201777
摘要:
本文研究了三角翼迎风面边界层中的非定常横流不稳定性. 实验在马赫6低噪声风洞中进行, 模型为平板构型, 攻角为5°和10°. 通过温敏漆技术, 观察到在远离头部的区域, 边界层转捩阵面光滑且平行于前缘, 通过Kulite高频脉动压力传感器得到的功率谱密度曲线中有明显的f ≈ 10 kHz的扰动波信号峰值. 利用基于纳米示踪的平面激光散射技术, 在平行前缘方向对此区域进行流场可视化, 观察到规则的向下游卷起的涡结构, 形态与数值模拟中的横流涡形态一致, 且涡结构的位置不是固定的, 因此该10 kHz的信号为非定常横流波信号. 只有在边界层为层流时, 才能够观察到明显的10 kHz左右的非定常横流波信号峰值, 边界层转捩中或转捩后, 脉动压力的功率谱密度曲线为低频成分占主导的宽频分布. 提高单位雷诺数, 同一压力测点位置得到的横流波幅值先增长至饱和而后衰减. 增大攻角时, 横流行波幅值增长更加迅速, 在较低的雷诺数下就可以增长至饱和. 另外, 还利用Kulite传感器阵列测量了横流波的相速度和传播角度, 文中所测状态下, 相速度分布在0.24—0.32倍来流速度之间, 传播角度与来流方向夹角在40°—60°之间. 并且, 增大攻角时, 横流波的相速度变大, 传播角减小.
本文研究了三角翼迎风面边界层中的非定常横流不稳定性. 实验在马赫6低噪声风洞中进行, 模型为平板构型, 攻角为5°和10°. 通过温敏漆技术, 观察到在远离头部的区域, 边界层转捩阵面光滑且平行于前缘, 通过Kulite高频脉动压力传感器得到的功率谱密度曲线中有明显的f ≈ 10 kHz的扰动波信号峰值. 利用基于纳米示踪的平面激光散射技术, 在平行前缘方向对此区域进行流场可视化, 观察到规则的向下游卷起的涡结构, 形态与数值模拟中的横流涡形态一致, 且涡结构的位置不是固定的, 因此该10 kHz的信号为非定常横流波信号. 只有在边界层为层流时, 才能够观察到明显的10 kHz左右的非定常横流波信号峰值, 边界层转捩中或转捩后, 脉动压力的功率谱密度曲线为低频成分占主导的宽频分布. 提高单位雷诺数, 同一压力测点位置得到的横流波幅值先增长至饱和而后衰减. 增大攻角时, 横流行波幅值增长更加迅速, 在较低的雷诺数下就可以增长至饱和. 另外, 还利用Kulite传感器阵列测量了横流波的相速度和传播角度, 文中所测状态下, 相速度分布在0.24—0.32倍来流速度之间, 传播角度与来流方向夹角在40°—60°之间. 并且, 增大攻角时, 横流波的相速度变大, 传播角减小.
2021, 70(13): 134702.
doi: 10.7498/aps.70.20210058
摘要:
人体中含有的纳米气泡受冲击波诱导塌陷后产生的强冲击高速纳米射流会对人体组织产生创伤. 本文运用分子动力学方法, 分析了冲击波引起的水中纳米气泡的塌陷行为, 纳米气泡分为三种: 真空、含二氧化碳和氧气纳米气泡. 同时探讨了不同气体分子数、纳米气泡的直径和冲击波的冲量等因素对水中纳米气泡塌陷行为的影响. 研究发现在真空纳米气泡中加入气体分子后并没有影响冲击波的传播, 但在纳米气泡完全塌陷前, 与真空和含1368个二氧化碳分子(或含1409个氧气分子)的纳米气泡相比, 含718个二氧化碳分子(或含733个氧气分子)的纳米气泡塌陷形成的纳米射流的最大速度较大. 在气泡完全塌陷后气体分子致使纳米射流的速度衰减, 最终含气体分子的纳米射流的最大速度小于真空的. 此外, 还发现在大冲量时, 纳米气泡的塌陷时间短, 同一时刻冲击波经过时的密度、压力更大, 气泡塌陷后纳米射流的最大速度较大, 冲击力比小冲量增强很多. 较大直径的纳米气泡塌陷时间长, 同一时刻冲击波经过时的密度、压力较小, 冲击波传播较慢, 但纳米射流的最大速度较大, 纳米射流冲击力更强. 纳米射流的最大速度越大, 含气纳米气泡的气体分子在冲击方向分散的距离更远, 凹陷深度更深.
人体中含有的纳米气泡受冲击波诱导塌陷后产生的强冲击高速纳米射流会对人体组织产生创伤. 本文运用分子动力学方法, 分析了冲击波引起的水中纳米气泡的塌陷行为, 纳米气泡分为三种: 真空、含二氧化碳和氧气纳米气泡. 同时探讨了不同气体分子数、纳米气泡的直径和冲击波的冲量等因素对水中纳米气泡塌陷行为的影响. 研究发现在真空纳米气泡中加入气体分子后并没有影响冲击波的传播, 但在纳米气泡完全塌陷前, 与真空和含1368个二氧化碳分子(或含1409个氧气分子)的纳米气泡相比, 含718个二氧化碳分子(或含733个氧气分子)的纳米气泡塌陷形成的纳米射流的最大速度较大. 在气泡完全塌陷后气体分子致使纳米射流的速度衰减, 最终含气体分子的纳米射流的最大速度小于真空的. 此外, 还发现在大冲量时, 纳米气泡的塌陷时间短, 同一时刻冲击波经过时的密度、压力更大, 气泡塌陷后纳米射流的最大速度较大, 冲击力比小冲量增强很多. 较大直径的纳米气泡塌陷时间长, 同一时刻冲击波经过时的密度、压力较小, 冲击波传播较慢, 但纳米射流的最大速度较大, 纳米射流冲击力更强. 纳米射流的最大速度越大, 含气纳米气泡的气体分子在冲击方向分散的距离更远, 凹陷深度更深.
2021, 70(13): 134703.
doi: 10.7498/aps.70.20202053
摘要:
池沸腾是一种高效的传热方式, 目前主要通过刚性固体表面改性强化沸腾传热. 本文以乙醇为工质, 实验研究了光滑铜表面和液态金属软表面池沸腾传热. 发现液态金属软表面可有效降低沸腾起始点(ONB)壁面过热度, 饱和沸腾时, ONB壁面过热度从光滑铜表面的约18 ℃降低到软表面的约6 ℃, 沸腾传热系数最大提高了149%. 与光滑铜表面相比, 液态金属软表面增加了汽泡核化穴数量, 减小了汽泡尺寸, 提高了汽泡脱离频率. 观察到软表面弹性毛细波和汽泡射流现象. 弹性毛细波增强了壁面热边界层热质传递. 发现汽泡脱离过程中, 汽泡尾部在液态金属薄层内形成残余核化穴, 残余核化穴快速长大, 与上升的大汽泡聚合, 形成汽泡射流现象. 弹性毛细波及汽泡射流解释了液态金属软表面强化池沸腾传热的机理.
池沸腾是一种高效的传热方式, 目前主要通过刚性固体表面改性强化沸腾传热. 本文以乙醇为工质, 实验研究了光滑铜表面和液态金属软表面池沸腾传热. 发现液态金属软表面可有效降低沸腾起始点(ONB)壁面过热度, 饱和沸腾时, ONB壁面过热度从光滑铜表面的约18 ℃降低到软表面的约6 ℃, 沸腾传热系数最大提高了149%. 与光滑铜表面相比, 液态金属软表面增加了汽泡核化穴数量, 减小了汽泡尺寸, 提高了汽泡脱离频率. 观察到软表面弹性毛细波和汽泡射流现象. 弹性毛细波增强了壁面热边界层热质传递. 发现汽泡脱离过程中, 汽泡尾部在液态金属薄层内形成残余核化穴, 残余核化穴快速长大, 与上升的大汽泡聚合, 形成汽泡射流现象. 弹性毛细波及汽泡射流解释了液态金属软表面强化池沸腾传热的机理.
2021, 70(13): 134704.
doi: 10.7498/aps.70.20210094
摘要:
液滴撞击固体表面是一种广泛存在于工农业生产中的现象. 随着微纳技术的发展, 纳米液滴撞击行为的定量描述有待完善. 采用分子动力学模拟纳米水滴撞击柱状粗糙铜固体表面的动态行为. 分别在液滴速度为2—15 Å/ps, 五种方柱高度和六种固体表面特征能的情况下分析液滴的动态特征. 结果表明, 随着液滴初始速度V0的增加, 其最终稳定状态先由Cassie态(V0 = 2—3 Å/ps)转变为Wenzel态(V0 = 4—10 Å/ps), 然后再次呈现Cassie态(V0 = 11—13 Å/ps). 当V0 > 13 Å/ps时, 液滴发生弹跳. 液滴最大铺展时间tmax与V0关系曲线中存在拐点, 并针对不同速度区域提出tmax与V0的关系式. 随着方柱高度的增加, 液滴的稳定状态由Wenzel向Cassie态转变, 液滴稳定状态的铺展半径逐渐减小. 固体表面特征能εs的增大使得液滴的铺展能力增强, 液滴铺展后的回缩现象逐渐减弱直至消失.
液滴撞击固体表面是一种广泛存在于工农业生产中的现象. 随着微纳技术的发展, 纳米液滴撞击行为的定量描述有待完善. 采用分子动力学模拟纳米水滴撞击柱状粗糙铜固体表面的动态行为. 分别在液滴速度为2—15 Å/ps, 五种方柱高度和六种固体表面特征能的情况下分析液滴的动态特征. 结果表明, 随着液滴初始速度V0的增加, 其最终稳定状态先由Cassie态(V0 = 2—3 Å/ps)转变为Wenzel态(V0 = 4—10 Å/ps), 然后再次呈现Cassie态(V0 = 11—13 Å/ps). 当V0 > 13 Å/ps时, 液滴发生弹跳. 液滴最大铺展时间tmax与V0关系曲线中存在拐点, 并针对不同速度区域提出tmax与V0的关系式. 随着方柱高度的增加, 液滴的稳定状态由Wenzel向Cassie态转变, 液滴稳定状态的铺展半径逐渐减小. 固体表面特征能εs的增大使得液滴的铺展能力增强, 液滴铺展后的回缩现象逐渐减弱直至消失.
2021, 70(13): 135101.
doi: 10.7498/aps.70.20202021
摘要:
电子输运系数是确保低温等离子体建模准确性的关键因素, 通过模拟电子的输运过程可对其数值求解. 在模拟电子输运时, 电子和中性粒子碰撞后的散射和能量分配方式有多种处理方法. 为了研究不同处理方法对电子输运系数的影响, 本文基于蒙特卡罗碰撞方法, 建立了电子输运系数的计算模型, 模拟约化电场10—1000 Td (1 Td = 10–21 V·m2)氢原子气中的电子输运过程. 计算结果表明, 各向同性假设对电子输运系数的影响随电场强度增加而增加, 但即使对于较低的约化电场(10 Td), 各向异性散射假设下电子的平均能量、通量迁移率和通量扩散系数也分别比各向同性假设下的值高38.34%, 17.38%和119.18%. 不同的能量分配方式对中高电场强度下(> 200 Td)的电子输运系数影响较为显著. 在高电场时, 均分法计算得出的电子平均能量、通量迁移率和通量扩散系数均小于零分法对应的值, 汤森电离系数则相反. Opal法得出的电子输运系数介于均分法和零分法之间. 此外, 考虑各向异性散射时, 不同能量分配方式对输运系数的影响高于各向同性. 本研究表明, 在计算电子输运系数时需要考虑各向异性的电子散射, 高电场条件下尤其要注意能量分配方式的选择.
电子输运系数是确保低温等离子体建模准确性的关键因素, 通过模拟电子的输运过程可对其数值求解. 在模拟电子输运时, 电子和中性粒子碰撞后的散射和能量分配方式有多种处理方法. 为了研究不同处理方法对电子输运系数的影响, 本文基于蒙特卡罗碰撞方法, 建立了电子输运系数的计算模型, 模拟约化电场10—1000 Td (1 Td = 10–21 V·m2)氢原子气中的电子输运过程. 计算结果表明, 各向同性假设对电子输运系数的影响随电场强度增加而增加, 但即使对于较低的约化电场(10 Td), 各向异性散射假设下电子的平均能量、通量迁移率和通量扩散系数也分别比各向同性假设下的值高38.34%, 17.38%和119.18%. 不同的能量分配方式对中高电场强度下(> 200 Td)的电子输运系数影响较为显著. 在高电场时, 均分法计算得出的电子平均能量、通量迁移率和通量扩散系数均小于零分法对应的值, 汤森电离系数则相反. Opal法得出的电子输运系数介于均分法和零分法之间. 此外, 考虑各向异性散射时, 不同能量分配方式对输运系数的影响高于各向同性. 本研究表明, 在计算电子输运系数时需要考虑各向异性的电子散射, 高电场条件下尤其要注意能量分配方式的选择.
2021, 70(13): 135102.
doi: 10.7498/aps.70.20210086
摘要:
本文建立了高气压下的氦气放电模型, 通过与试验对比, 验证了模型的有效性, 并利用该模型对高气压下“场致发射”的影响进行了探讨. 通过Fowler-Nordheim方程将电流密度转化为电子通量, 并将电子通量添加到COMSOL相应的壁边界条件中进行仿真, 在宏观层面(击穿电压)以及微观层面(空间电子密度)进行分析. 研究发现, 场致发射电流密度 J由电场强度 E、场增强因子 \begin{document}$\beta $\end{document} ![]()
![]()
以及金属逸出功 W共同决定; \begin{document}$\beta = 300$\end{document} ![]()
![]()
时场致发射的影响可以忽略, 而对于 \begin{document}$\beta = 400$\end{document} ![]()
![]()
、电场强度10 MV/m以上的工况, 场致发射对击穿的影响较大; 对于以铜为平行平板电极的氦气击穿来说, 电场强度 E小于8 MV/m 时可以忽视场致发射的作用; 在微观层面上, 场致发射能够给放电空间提供新的“种子电子”, 进而提升整个空间的电子密度, 使得粒子碰撞反应加剧, 最终导致击穿.
本文建立了高气压下的氦气放电模型, 通过与试验对比, 验证了模型的有效性, 并利用该模型对高气压下“场致发射”的影响进行了探讨. 通过Fowler-Nordheim方程将电流密度转化为电子通量, 并将电子通量添加到COMSOL相应的壁边界条件中进行仿真, 在宏观层面(击穿电压)以及微观层面(空间电子密度)进行分析. 研究发现, 场致发射电流密度 J由电场强度 E、场增强因子
2021, 70(13): 135201.
doi: 10.7498/aps.70.20202215
摘要:
轴向磁场是磁化套筒惯性聚变(magnetized liner inertial fusion, MagLIF)有别于其他惯性约束聚变构型的主要标志之一. 本文在建立集成化物理模型并编写一维模拟程序的基础上, 通过对ZR装置驱动能力下典型MagLIF负载参数的模拟, 系统研究并获得MagLIF各个阶段轴向磁场演化与分布特征, 发现预加热引起的压力不平衡导致燃料中磁通保有量并未呈现随时间单调递减的关系, 而是反复震荡甚至出现局部短时间内反而增加的演化曲线. 通过在磁场演化方程中引入控制项来讨论Nernst效应的影响, 计算结果表明随着初始磁场强度降低(30, 20, 10 T), Nernst效应越发明显, 磁通损失增大(28%, 44%, 73%), α粒子能量沉积比例则大幅降低(44%, 27%, 4%), 因此初始磁场强度不宜太低; 预加热结束后应使燃料中温度径向分布尽量均匀、平缓, 有助于减少Nernst效应的影响. 所取得的研究结果有助于加深对MagLIF中磁通压缩和磁扩散过程的物理图像认知和理解, 对未来实验负载参数设计也有重要的指导作用.
轴向磁场是磁化套筒惯性聚变(magnetized liner inertial fusion, MagLIF)有别于其他惯性约束聚变构型的主要标志之一. 本文在建立集成化物理模型并编写一维模拟程序的基础上, 通过对ZR装置驱动能力下典型MagLIF负载参数的模拟, 系统研究并获得MagLIF各个阶段轴向磁场演化与分布特征, 发现预加热引起的压力不平衡导致燃料中磁通保有量并未呈现随时间单调递减的关系, 而是反复震荡甚至出现局部短时间内反而增加的演化曲线. 通过在磁场演化方程中引入控制项来讨论Nernst效应的影响, 计算结果表明随着初始磁场强度降低(30, 20, 10 T), Nernst效应越发明显, 磁通损失增大(28%, 44%, 73%), α粒子能量沉积比例则大幅降低(44%, 27%, 4%), 因此初始磁场强度不宜太低; 预加热结束后应使燃料中温度径向分布尽量均匀、平缓, 有助于减少Nernst效应的影响. 所取得的研究结果有助于加深对MagLIF中磁通压缩和磁扩散过程的物理图像认知和理解, 对未来实验负载参数设计也有重要的指导作用.
2021, 70(13): 136101.
doi: 10.7498/aps.70.20201861
摘要:
ZrO2陶瓷耐高温、耐腐蚀、抗辐照性能强, 是极具前景的反应堆惰性基质燃料和锕系元素固化材料. 本文联合使用热峰模型和分子动力学方法, 模拟了核辐射环境下ZrO2的相变过程: 基于热峰模型, 从快速重离子注入后能量沉积和传导的多物理过程出发, 建立热扩散方程, 求得ZrO2晶格温度时空演变特性; 然后运用分子动力学方法模拟了该热峰作用下, 单斜ZrO2相变的微观物理过程. 研究发现, 电子能损为30 keV·nm–1的单一快速重离子注入后, ZrO2中心产生一个半径为7 nm的柱形径迹, 径迹中心晶格迅速熔融, Zr原子配位数由7降至4—6, 2 ps时开始结晶并形成空洞, 空洞周围为非晶区, 非晶区外Zr原子配位数变为8, 同时X射线衍射(X-ray diffraction, XRD)计算和分析结果确认发生了单斜相向四方相的转变. 随着热峰能量向周围传递, 相变区逐渐扩大. 经热峰计算和分子动力学模拟, 辐照诱导ZrO2由单斜相转为四方相的快速重离子的电子能损阈值为21 keV·nm–1.
ZrO2陶瓷耐高温、耐腐蚀、抗辐照性能强, 是极具前景的反应堆惰性基质燃料和锕系元素固化材料. 本文联合使用热峰模型和分子动力学方法, 模拟了核辐射环境下ZrO2的相变过程: 基于热峰模型, 从快速重离子注入后能量沉积和传导的多物理过程出发, 建立热扩散方程, 求得ZrO2晶格温度时空演变特性; 然后运用分子动力学方法模拟了该热峰作用下, 单斜ZrO2相变的微观物理过程. 研究发现, 电子能损为30 keV·nm–1的单一快速重离子注入后, ZrO2中心产生一个半径为7 nm的柱形径迹, 径迹中心晶格迅速熔融, Zr原子配位数由7降至4—6, 2 ps时开始结晶并形成空洞, 空洞周围为非晶区, 非晶区外Zr原子配位数变为8, 同时X射线衍射(X-ray diffraction, XRD)计算和分析结果确认发生了单斜相向四方相的转变. 随着热峰能量向周围传递, 相变区逐渐扩大. 经热峰计算和分子动力学模拟, 辐照诱导ZrO2由单斜相转为四方相的快速重离子的电子能损阈值为21 keV·nm–1.
2021, 70(13): 136102.
doi: 10.7498/aps.70.20201835
摘要:
双极型晶体管的总电离剂量辐照效应主要体现在基极电流(IB)的退化, 其作用机理是电离辐射在SiO2中及Si/SiO2界面作用导致的氧化物陷阱电荷面密度(Not)和界面陷阱电荷面密度(Nit)的增长. 本文基于定制设计的栅控横向PNP晶体管, 开展了大样本、多剂量点的电离总剂量效应实验, 获得了双极型晶体管IB, Not, Nit的分散性及其随总剂量变化的统计特性, 初步建立了晶体管损伤分散性与Not分散性的关联. 该研究成果可以有效支撑双极型电路辐射可靠性的机理研究与定量评估.
双极型晶体管的总电离剂量辐照效应主要体现在基极电流(IB)的退化, 其作用机理是电离辐射在SiO2中及Si/SiO2界面作用导致的氧化物陷阱电荷面密度(Not)和界面陷阱电荷面密度(Nit)的增长. 本文基于定制设计的栅控横向PNP晶体管, 开展了大样本、多剂量点的电离总剂量效应实验, 获得了双极型晶体管IB, Not, Nit的分散性及其随总剂量变化的统计特性, 初步建立了晶体管损伤分散性与Not分散性的关联. 该研究成果可以有效支撑双极型电路辐射可靠性的机理研究与定量评估.
2021, 70(13): 136201.
doi: 10.7498/aps.70.20210160
摘要:
单层二硫化钼(\begin{document}${\rm{Mo}}{{\rm{S}}_2}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{Mo}}{{\rm{S}}_2}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{Mo}}{{\rm{S}}_2}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{Mo}}{{\rm{S}}_2}$\end{document} ![]()
![]()
\begin{document}${\rm{Mo}}{{\rm{S}}_2}$\end{document} ![]()
![]()
单层二硫化钼(
2021, 70(13): 136801.
doi: 10.7498/aps.70.20202214
摘要:
近年来, 全固态锂离子电池因其高安全性、高能量密度、简单的电池结构等优势成为研究热点. 然而电极与电解质的固固界面问题严重影响电池性能的进一步提升, 从而受到了广泛关注. 本文采用从头算分子动力学对LiPON/ Li界面进行了模拟. 研究发现, 界面处原子互扩散现象明显, 并形成薄界面层. 相比LiPON体相结构, 界面层以Li为中心原子的Li[O2N2], Li[O3N], Li[O4]四面体局域结构占比明显减少, 并且界面层Li-O, Li-N, P-O和P-N的平均配位数均有所减小. 由于界面层结构和配位数的变化使得Li受到O, N的离子键作用更弱, Li离子扩散过程中受到的阻碍更小. 这一点对于LiPON电解质在实际电池应用中的性能起到了积极促进作用.
近年来, 全固态锂离子电池因其高安全性、高能量密度、简单的电池结构等优势成为研究热点. 然而电极与电解质的固固界面问题严重影响电池性能的进一步提升, 从而受到了广泛关注. 本文采用从头算分子动力学对LiPON/ Li界面进行了模拟. 研究发现, 界面处原子互扩散现象明显, 并形成薄界面层. 相比LiPON体相结构, 界面层以Li为中心原子的Li[O2N2], Li[O3N], Li[O4]四面体局域结构占比明显减少, 并且界面层Li-O, Li-N, P-O和P-N的平均配位数均有所减小. 由于界面层结构和配位数的变化使得Li受到O, N的离子键作用更弱, Li离子扩散过程中受到的阻碍更小. 这一点对于LiPON电解质在实际电池应用中的性能起到了积极促进作用.
2021, 70(13): 137101.
doi: 10.7498/aps.70.20202179
摘要:
通过第一性原理计算研究了Zn掺杂对典型磁性形状记忆合金Ni2FeGa的电子结构、马氏体相变和磁性的影响. 在Ni2FeGa1–xZnx (x = 0, 0.25, 0.5, 0.75, 1)中, 取代Ga的Zn原子更倾向于占据Heusler合金晶格的D位. 计算表明Ni2FeGa1–xZnx合金马氏体和奥氏体相之间的能量差ΔEM随着Zn掺杂量的增加而不断增大, 这有助于增加Ni2FeGa1–xZnx马氏体相的稳定性并提高马氏体相变温度TM, 这一规律与材料态密度中的Jahn-Teller效应密切相关. 与此同时, Zn的掺杂没有改变这些合金的磁结构, Ni2FeGa1–xZnx合金中Ni, Fe原子磁矩始终为铁磁性耦合. 形成能Ef的计算表明, Zn掺杂会导致Ef略有增大, 但在整个研究的范围内形成能Ef始终保持为负值. 另外, Zn掺杂对Ni2FeGa的Heusler L21相有稳定作用, 有助于抑制面心结构L12相的产生.
通过第一性原理计算研究了Zn掺杂对典型磁性形状记忆合金Ni2FeGa的电子结构、马氏体相变和磁性的影响. 在Ni2FeGa1–xZnx (x = 0, 0.25, 0.5, 0.75, 1)中, 取代Ga的Zn原子更倾向于占据Heusler合金晶格的D位. 计算表明Ni2FeGa1–xZnx合金马氏体和奥氏体相之间的能量差ΔEM随着Zn掺杂量的增加而不断增大, 这有助于增加Ni2FeGa1–xZnx马氏体相的稳定性并提高马氏体相变温度TM, 这一规律与材料态密度中的Jahn-Teller效应密切相关. 与此同时, Zn的掺杂没有改变这些合金的磁结构, Ni2FeGa1–xZnx合金中Ni, Fe原子磁矩始终为铁磁性耦合. 形成能Ef的计算表明, Zn掺杂会导致Ef略有增大, 但在整个研究的范围内形成能Ef始终保持为负值. 另外, Zn掺杂对Ni2FeGa的Heusler L21相有稳定作用, 有助于抑制面心结构L12相的产生.
2021, 70(13): 137102.
doi: 10.7498/aps.70.20210041
摘要:
InTe化合物中In+的孤对电子引发的晶格非谐性振动使得其具有本征极低的热导率, 因此被认为是一种具有潜力的中温热电材料. 然而, 较低的电输运性能使得InTe的热电性能不高. 在本工作中, 采用熔融、退火结合放电等离子活化烧结工艺制备了一系列In1+xTe (x = 0, 0.001, 0.003, 0.005, 0.01)单相多晶样品, 研究了In含量调控对材料电热输运性能的影响规律. 随着温度升高, 载流子散射机制由晶界散射占主导向声学支声子散射转变, 导致材料发生从半导体到金属的转变. 正电子湮没谱和电传输性能测试结果表明, In空位是载流子产生的主要机制, 过量In的加入有效抑制了In空位的产生, 降低了材料的载流子浓度, 提升了材料的Seebeck系数, 使In过量样品在测试温区范围内的功率因子有了大幅度提升, 其中, In1.005Te样品在585 K下取得最大功率因子0.60 mW·m–1·K–2, 比本征InTe样品提高了约40%. 此外In过量样品保持了InTe的本征低热导率, In1.01Te样品在773 K下的总热导率为0.46 W·m–1·K–1. 由于功率因子的提升和低的热导率, In过量样品在整个温度区间范围内的无量纲热电优值ZT得到了大幅度的提高, 其中, In1.003Te样品在750 K下获得最大ZT值为0.71, In1.005Te样品在300-750 K的ZTave为0.39, 较本征InTe样品提升了23%.
InTe化合物中In+的孤对电子引发的晶格非谐性振动使得其具有本征极低的热导率, 因此被认为是一种具有潜力的中温热电材料. 然而, 较低的电输运性能使得InTe的热电性能不高. 在本工作中, 采用熔融、退火结合放电等离子活化烧结工艺制备了一系列In1+xTe (x = 0, 0.001, 0.003, 0.005, 0.01)单相多晶样品, 研究了In含量调控对材料电热输运性能的影响规律. 随着温度升高, 载流子散射机制由晶界散射占主导向声学支声子散射转变, 导致材料发生从半导体到金属的转变. 正电子湮没谱和电传输性能测试结果表明, In空位是载流子产生的主要机制, 过量In的加入有效抑制了In空位的产生, 降低了材料的载流子浓度, 提升了材料的Seebeck系数, 使In过量样品在测试温区范围内的功率因子有了大幅度提升, 其中, In1.005Te样品在585 K下取得最大功率因子0.60 mW·m–1·K–2, 比本征InTe样品提高了约40%. 此外In过量样品保持了InTe的本征低热导率, In1.01Te样品在773 K下的总热导率为0.46 W·m–1·K–1. 由于功率因子的提升和低的热导率, In过量样品在整个温度区间范围内的无量纲热电优值ZT得到了大幅度的提高, 其中, In1.003Te样品在750 K下获得最大ZT值为0.71, In1.005Te样品在300-750 K的ZTave为0.39, 较本征InTe样品提升了23%.
2021, 70(13): 137103.
doi: 10.7498/aps.70.20201963
摘要:
以乙醇胺和乙二胺为混合溶剂, 通过简单溶剂热法, 用S, ZnO和CdO为源, 成功制备了不同量Cr掺杂ZnS和CdS半导体纳米结构. X-射线衍射测试表明, 纳米结构ZnS和CdS具有纤锌矿结构. 扫描电子显微镜给出了不同铬含量的ZnS和CdS的形貌. 用电子能量散射谱观察到产物的成分为Cr, Zn, Cd和S. 振动样品磁强计测量表明, Cr掺杂的ZnS在室温下表现出铁磁性, 而未掺杂的ZnS在室温下表现出抗磁性. 掺杂的ZnS纳米片(Cr原子百分比为4.31%和7.25%)饱和磁化Ms分别为2.314 × 10–3和5.683 × 10–3 emu/g (1 emu/g = 10–3A·m2/g), 矫顽力Hc为54.721, 和88.441 Oe (\begin{document}$1\;{\rm{Oe}} = \dfrac{{{{10}^3}}}{{4{\rm{\pi }}}}{\rm{A}}/{\rm{m}}$\end{document} ![]()
![]()
以乙醇胺和乙二胺为混合溶剂, 通过简单溶剂热法, 用S, ZnO和CdO为源, 成功制备了不同量Cr掺杂ZnS和CdS半导体纳米结构. X-射线衍射测试表明, 纳米结构ZnS和CdS具有纤锌矿结构. 扫描电子显微镜给出了不同铬含量的ZnS和CdS的形貌. 用电子能量散射谱观察到产物的成分为Cr, Zn, Cd和S. 振动样品磁强计测量表明, Cr掺杂的ZnS在室温下表现出铁磁性, 而未掺杂的ZnS在室温下表现出抗磁性. 掺杂的ZnS纳米片(Cr原子百分比为4.31%和7.25%)饱和磁化Ms分别为2.314 × 10–3和5.683 × 10–3 emu/g (1 emu/g = 10–3A·m2/g), 矫顽力Hc为54.721, 和88.441 Oe (
2021, 70(13): 138201.
doi: 10.7498/aps.70.20210064
摘要:
LiCoO2作为商业化最早的锂离子电池正极材料, 至今仍受到许多研究人员的广泛关注. 高电压下LiCoO2面临着严重的容量衰减和性能下降等问题, 实验上通常采用体相元素掺杂以稳定LiCoO2在高电压下的晶体结构, 从而提高其电化学性能. Mg元素掺杂被认为是一种能够提高LiCoO2高电压循环稳定性的有效手段, 但Mg的具体掺杂形式以及作用机理仍需进一步深入研究. 本文基于密度泛函理论的第一性原理计算研究了LiCoO2中Mg对Co位和Li位各种替代组态的形成能及其电子结构. 计算结果表明, Mg在LiCoO2中的替代情况较为复杂: 掺杂浓度为3.7%时, Mg更倾向于替代Co位; 而掺杂浓度提高至7.4%后, 则Mg不仅仅可以只替代Co位或Li位, 还存在同时替代Co位和Li位的可能; 各种替代组态也呈现出不同的电子态, 既存在金属态, 也有半导体态, 同时在许多情况下还伴有电子局域态. 因此, 我们认为LiCoO2的Mg掺杂位形与掺杂量有密切的关系, 且掺杂诱导的电子结构也存在较大的差异.
LiCoO2作为商业化最早的锂离子电池正极材料, 至今仍受到许多研究人员的广泛关注. 高电压下LiCoO2面临着严重的容量衰减和性能下降等问题, 实验上通常采用体相元素掺杂以稳定LiCoO2在高电压下的晶体结构, 从而提高其电化学性能. Mg元素掺杂被认为是一种能够提高LiCoO2高电压循环稳定性的有效手段, 但Mg的具体掺杂形式以及作用机理仍需进一步深入研究. 本文基于密度泛函理论的第一性原理计算研究了LiCoO2中Mg对Co位和Li位各种替代组态的形成能及其电子结构. 计算结果表明, Mg在LiCoO2中的替代情况较为复杂: 掺杂浓度为3.7%时, Mg更倾向于替代Co位; 而掺杂浓度提高至7.4%后, 则Mg不仅仅可以只替代Co位或Li位, 还存在同时替代Co位和Li位的可能; 各种替代组态也呈现出不同的电子态, 既存在金属态, 也有半导体态, 同时在许多情况下还伴有电子局域态. 因此, 我们认为LiCoO2的Mg掺杂位形与掺杂量有密切的关系, 且掺杂诱导的电子结构也存在较大的差异.
2021, 70(13): 138701.
doi: 10.7498/aps.70.20210015
摘要:
转录因子p53是细胞应激网络的核心, 以动态响应的方式控制基因毒性压力下的细胞命运抉择. Mdm2是种E3泛素连接酶, 既能破坏p53的稳定性又能提高p53的生成效率. Mdm2对p53的抑制性功能在p53-Mdm2振子中扮演着构建性角色, 而Mdm2对p53的促进性功能如何调控这个基因网络的动力学仍缺少研究. 因此, 本文利用数学模型, 全面探究了Mdm2上调p53的这条通路对p53动力学的影响. 结果表明: Mdm2在Ser395位点的磷酸化作用对p53的振荡必不可少; 之前报道的磷酸酶Wip1被p53振荡所需要, 可能仅发生在Mdm2所介导的正反馈通路强度较高的情景下; Mdm2促进p53的失活以及泛素化降解也是p53反复振动动力学发生的关键因素, 与以往的结论一致. 本文的结果可对今后p53动力学的相关实验起到一定的指导作用.
转录因子p53是细胞应激网络的核心, 以动态响应的方式控制基因毒性压力下的细胞命运抉择. Mdm2是种E3泛素连接酶, 既能破坏p53的稳定性又能提高p53的生成效率. Mdm2对p53的抑制性功能在p53-Mdm2振子中扮演着构建性角色, 而Mdm2对p53的促进性功能如何调控这个基因网络的动力学仍缺少研究. 因此, 本文利用数学模型, 全面探究了Mdm2上调p53的这条通路对p53动力学的影响. 结果表明: Mdm2在Ser395位点的磷酸化作用对p53的振荡必不可少; 之前报道的磷酸酶Wip1被p53振荡所需要, 可能仅发生在Mdm2所介导的正反馈通路强度较高的情景下; Mdm2促进p53的失活以及泛素化降解也是p53反复振动动力学发生的关键因素, 与以往的结论一致. 本文的结果可对今后p53动力学的相关实验起到一定的指导作用.
2021, 70(13): 138801.
doi: 10.7498/aps.70.20201894
摘要:
可靠而高效的锂离子电池模型是电池管理系统状态估计与故障诊断的基础. 采用偏微分方程描述的准二维(P2D)机理模型的参数多, 虽然模型准确性高, 但计算费时, 需降阶处理才能更好地应用在车载电池管理系统. 为此, 基于相同模型参数, 建立锂离子电池的P2D模型及其降阶模型—单粒子模型(SPM)和集总粒子模型(LPM), 对三种电化学机理模型电池端电压的计算精度和时间进行对比研究. 结合多孔电极模型和浓溶液理论, 基于电池均匀电流密度的假设条件, 按照电极固相和液相体积比重新分配电流密度, 推导了由液相锂离子浓度分布差异所导致的液相浓差过电压和欧姆内阻, 补偿LPM的电压误差. 采用恒流放电、脉冲放电和动态电应力测试(DST)工况对比分析优化的LPM, P2D模型和SPM的电学性能. 结果表明: 优化的LPM不仅能够以更少的参数大幅降低模型计算时间, 而且能够保证模型电压的计算精度.
可靠而高效的锂离子电池模型是电池管理系统状态估计与故障诊断的基础. 采用偏微分方程描述的准二维(P2D)机理模型的参数多, 虽然模型准确性高, 但计算费时, 需降阶处理才能更好地应用在车载电池管理系统. 为此, 基于相同模型参数, 建立锂离子电池的P2D模型及其降阶模型—单粒子模型(SPM)和集总粒子模型(LPM), 对三种电化学机理模型电池端电压的计算精度和时间进行对比研究. 结合多孔电极模型和浓溶液理论, 基于电池均匀电流密度的假设条件, 按照电极固相和液相体积比重新分配电流密度, 推导了由液相锂离子浓度分布差异所导致的液相浓差过电压和欧姆内阻, 补偿LPM的电压误差. 采用恒流放电、脉冲放电和动态电应力测试(DST)工况对比分析优化的LPM, P2D模型和SPM的电学性能. 结果表明: 优化的LPM不仅能够以更少的参数大幅降低模型计算时间, 而且能够保证模型电压的计算精度.
2021, 70(13): 139101.
doi: 10.7498/aps.70.20202187
摘要:
邻近效应是指卫星成像过程中目标物周围自然环境反射的太阳辐射对卫星入瞳处目标像元辐亮度的贡献. 它会导致卫星图像清晰度、对比度和信息熵值降低, 并且导致表观反射率卫星影像中目标像元反射率介于其真实反射率和背景像元平均反射率之间, 严重影响定量遥感精度. 背景各像元对邻近效应的贡献权重值主要取决于大气分子光学厚度和气溶胶光学厚度, 以及目标像元与背景像元之间的空间距离、反射率差值. 目前计算该权重值的权重函数仅考虑了光学厚度和空间距离对该权重值的影响. 亚米级空间分辨率卫星影像中地物组合复杂, 相邻地物反射率差值对该权重值的影响要考虑. 本文提出的自适应大气校正算法可根据光学厚度、空间距离和反射率差值来调整背景各像元对邻近效应的贡献权重值. 利用自适应大气校正算法对GF-2全色波段卫星影像进行邻近效应校正, 结果表明自适应大气校正算法可有效去除亚米级空间分辨率光学卫星影像中的邻近效应, 提高定量遥感精度, 改善卫星影像质量.
邻近效应是指卫星成像过程中目标物周围自然环境反射的太阳辐射对卫星入瞳处目标像元辐亮度的贡献. 它会导致卫星图像清晰度、对比度和信息熵值降低, 并且导致表观反射率卫星影像中目标像元反射率介于其真实反射率和背景像元平均反射率之间, 严重影响定量遥感精度. 背景各像元对邻近效应的贡献权重值主要取决于大气分子光学厚度和气溶胶光学厚度, 以及目标像元与背景像元之间的空间距离、反射率差值. 目前计算该权重值的权重函数仅考虑了光学厚度和空间距离对该权重值的影响. 亚米级空间分辨率卫星影像中地物组合复杂, 相邻地物反射率差值对该权重值的影响要考虑. 本文提出的自适应大气校正算法可根据光学厚度、空间距离和反射率差值来调整背景各像元对邻近效应的贡献权重值. 利用自适应大气校正算法对GF-2全色波段卫星影像进行邻近效应校正, 结果表明自适应大气校正算法可有效去除亚米级空间分辨率光学卫星影像中的邻近效应, 提高定量遥感精度, 改善卫星影像质量.
2021, 70(13): 139201.
doi: 10.7498/aps.70.20202183
摘要:
2019年夏季在海南文昌获取到1907号台风“韦帕”眼壁内的一次电场探空资料, 本文利用卫星、雷达、地面电场及海南省地闪定位资料对该台风特征进行详细分析, 在此基础上, 对探空路径区域内的电场廓线以及电荷区分布进行了分析, 结果显示: 在海拔高度5.74—9.10 km之间共有4个正电荷区和3个负电荷区, 这7个电荷区所处的温度区间在–2.4— –16.7 ℃之间, 自下而上各电荷区的平均电荷密度分别为0.63, –0.33, 0.31, –1.03, 1.70, 1.57和–1.20 nC/m3, 初步分析认为最上部的两个正电荷区应该为同一个电荷区, 由此在综合考虑电荷区厚度的情况下, 发现强度最大的三个电荷区分别为最下部的正电荷区、中部的主负电荷区与上部的主正电荷区, 三者呈三极性电荷结构特征, 其次为云上边界厚度较薄的负极性屏蔽电荷层, 下部正电荷区与主负电荷区之间的两个电荷区最弱.
2019年夏季在海南文昌获取到1907号台风“韦帕”眼壁内的一次电场探空资料, 本文利用卫星、雷达、地面电场及海南省地闪定位资料对该台风特征进行详细分析, 在此基础上, 对探空路径区域内的电场廓线以及电荷区分布进行了分析, 结果显示: 在海拔高度5.74—9.10 km之间共有4个正电荷区和3个负电荷区, 这7个电荷区所处的温度区间在–2.4— –16.7 ℃之间, 自下而上各电荷区的平均电荷密度分别为0.63, –0.33, 0.31, –1.03, 1.70, 1.57和–1.20 nC/m3, 初步分析认为最上部的两个正电荷区应该为同一个电荷区, 由此在综合考虑电荷区厚度的情况下, 发现强度最大的三个电荷区分别为最下部的正电荷区、中部的主负电荷区与上部的主正电荷区, 三者呈三极性电荷结构特征, 其次为云上边界厚度较薄的负极性屏蔽电荷层, 下部正电荷区与主负电荷区之间的两个电荷区最弱.
2021, 70(13): 139401.
doi: 10.7498/aps.70.20202086
摘要:
高能质子束在等离子体中通过自调制不稳定激发尾波的研究在过去的十年里有了长足的发展, 在欧洲核子研究中心(CERN)人们已经在相关AWAKE实验中利用这种尾波加速电子, 并获得了最高能量约2 GeV的电子束. 针对高能粒子加速应用需求, 近几年人们又进一步提出了利用电子束种子尾波控制质子束自调制过程的方案, 用于提升尾波的强度与稳定性. 本文研究了电子束种子尾波对质子束自调制尾波相速度的影响, 着重讨论了导致尾波相速度改变的多种物理机理及电子束所起到的作用. 通过理论分析和二维粒子模拟研究发现, 电子束的引入可以提升质子束自调制尾波的增长率和尾波的相速度, 且电子束的电荷密度越高其效果愈明显. 本文还探讨了电子束能量和质子束的纵向密度分布对相速度变化的影响.
高能质子束在等离子体中通过自调制不稳定激发尾波的研究在过去的十年里有了长足的发展, 在欧洲核子研究中心(CERN)人们已经在相关AWAKE实验中利用这种尾波加速电子, 并获得了最高能量约2 GeV的电子束. 针对高能粒子加速应用需求, 近几年人们又进一步提出了利用电子束种子尾波控制质子束自调制过程的方案, 用于提升尾波的强度与稳定性. 本文研究了电子束种子尾波对质子束自调制尾波相速度的影响, 着重讨论了导致尾波相速度改变的多种物理机理及电子束所起到的作用. 通过理论分析和二维粒子模拟研究发现, 电子束的引入可以提升质子束自调制尾波的增长率和尾波的相速度, 且电子束的电荷密度越高其效果愈明显. 本文还探讨了电子束能量和质子束的纵向密度分布对相速度变化的影响.
2021, 70(13): 139701.
doi: 10.7498/aps.70.20210288
摘要:
中国综合定位导航授时(positioning navigation timing, PNT)体系是以北斗卫星导航系统(BeiDou navigation satellite system, BDS)为核心的多源信息融合系统, 高精度的毫秒脉冲星计时能够增强BDS时间基准的长期稳定性, 并能维持未来深空用户的时间基准. 本文提出了一种改善BDS时间基准长期稳定性的脉冲星时地面服务系统, 概述了该系统的初步设计与功能, 同时研究了天地基脉冲星时建立方法, 利用3颗毫秒脉冲星的国际脉冲星计时阵(international pulsar timing array, IPTA)地面射电、“中子星内部成分探测器”(neutron star interior composition explorer, NICER)空间X射线计时数据以及500 m口径球面射电望远镜(five-hundred-meter aperture spherical radio telescope, FAST)模拟数据, 分析了天地基脉冲星时的稳定性. 研究结果表明, 基于IPTA数据的PSR J0437-4715地基脉冲星时的年稳定度为3.30 × 10–14, 10年的稳定度为1.23 × 10–15. 脉冲星红噪声会降低脉冲星时稳定性, PSR J1939+2134地基脉冲星时的年稳定度为6.51 × 10–12. 同时研究发现脉冲到达时间(time of arrival, TOA)的精度是制约天基脉冲星时稳定性的重要因素, 基于NICER空间X射线计时数据的PSR J1824-2452A天基脉冲星时年稳定度为1.36 × 10–13. 最后模拟分析了FAST将来对脉冲星时的贡献, 在不考虑红噪声的影响下, 基于FAST的PSR J1939+2134地基脉冲星时的年稳定度为2.55 × 10–15, 10年稳定度为1.39 × 10–16, 20年稳定度为5.08 × 10–17, 显示了FAST强大的脉冲星观测能力. FAST计时观测将有力地提升中国地基脉冲星时系统建设水平, 也能增强中国综合PNT系统时间基准的长期稳定性.
中国综合定位导航授时(positioning navigation timing, PNT)体系是以北斗卫星导航系统(BeiDou navigation satellite system, BDS)为核心的多源信息融合系统, 高精度的毫秒脉冲星计时能够增强BDS时间基准的长期稳定性, 并能维持未来深空用户的时间基准. 本文提出了一种改善BDS时间基准长期稳定性的脉冲星时地面服务系统, 概述了该系统的初步设计与功能, 同时研究了天地基脉冲星时建立方法, 利用3颗毫秒脉冲星的国际脉冲星计时阵(international pulsar timing array, IPTA)地面射电、“中子星内部成分探测器”(neutron star interior composition explorer, NICER)空间X射线计时数据以及500 m口径球面射电望远镜(five-hundred-meter aperture spherical radio telescope, FAST)模拟数据, 分析了天地基脉冲星时的稳定性. 研究结果表明, 基于IPTA数据的PSR J0437-4715地基脉冲星时的年稳定度为3.30 × 10–14, 10年的稳定度为1.23 × 10–15. 脉冲星红噪声会降低脉冲星时稳定性, PSR J1939+2134地基脉冲星时的年稳定度为6.51 × 10–12. 同时研究发现脉冲到达时间(time of arrival, TOA)的精度是制约天基脉冲星时稳定性的重要因素, 基于NICER空间X射线计时数据的PSR J1824-2452A天基脉冲星时年稳定度为1.36 × 10–13. 最后模拟分析了FAST将来对脉冲星时的贡献, 在不考虑红噪声的影响下, 基于FAST的PSR J1939+2134地基脉冲星时的年稳定度为2.55 × 10–15, 10年稳定度为1.39 × 10–16, 20年稳定度为5.08 × 10–17, 显示了FAST强大的脉冲星观测能力. FAST计时观测将有力地提升中国地基脉冲星时系统建设水平, 也能增强中国综合PNT系统时间基准的长期稳定性.
