利用双线性方法给出了2+1维Sawaka-Kotera(SK)方程的N孤子解.将N孤子解中的实参数扩大到复数范围，得到了该方程的呼吸子解，描述线孤子和y周期孤子相互作用的解和两个y周期孤子相互作用的解.从解析和几何两个角度探讨了两个y周期孤子的相互作用.相互作用性质和耦合系数有关.对于SK方程，耦合系数的取值只允许方程中存在弹性的排斥相互作用.
利用双线性方法给出了2+1维Sawaka-Kotera(SK)方程的N孤子解.将N孤子解中的实参数扩大到复数范围，得到了该方程的呼吸子解，描述线孤子和y周期孤子相互作用的解和两个y周期孤子相互作用的解.从解析和几何两个角度探讨了两个y周期孤子的相互作用.相互作用性质和耦合系数有关.对于SK方程，耦合系数的取值只允许方程中存在弹性的排斥相互作用.
多波长系统孤子耦合方程存在Lax对，具有可积性，利用Hirota双线性方法求出了孤子耦合方程的单孤子解和双孤子解.
多波长系统孤子耦合方程存在Lax对，具有可积性，利用Hirota双线性方法求出了孤子耦合方程的单孤子解和双孤子解.
借助Mathematica软件，采用双函数法和吴文俊消元法，获得了等离子体物理中的重要方程组Zakharov方程的十组行波解，其中包括包络孤波解，孤子解.
借助Mathematica软件，采用双函数法和吴文俊消元法，获得了等离子体物理中的重要方程组Zakharov方程的十组行波解，其中包括包络孤波解，孤子解.
利用一个简单的变换，一类高维耦合的非线性演化方程可以被约化为一低维的简单方程，将已有的求解法应用于简单方程，十分简捷的获得了原方程大量的精确解.
利用一个简单的变换，一类高维耦合的非线性演化方程可以被约化为一低维的简单方程，将已有的求解法应用于简单方程，十分简捷的获得了原方程大量的精确解.
从B-cklund变换出发，利用Cole-Hopf变换，一些有重要物理意义的(2+1)维非线性演化方程(组)被简化为具有两个分别关于(x,t),(y,t)的任意函数的单个线性偏微分方程.通过对该方程解的研究，获得了原方程一些新的精确解.其中，一些近年来被广泛研究的由分离变量法所获得的解也被重新得到.
从B-cklund变换出发，利用Cole-Hopf变换，一些有重要物理意义的(2+1)维非线性演化方程(组)被简化为具有两个分别关于(x,t),(y,t)的任意函数的单个线性偏微分方程.通过对该方程解的研究，获得了原方程一些新的精确解.其中，一些近年来被广泛研究的由分离变量法所获得的解也被重新得到.
评注了《大学物理》21 23一文关于量子几何相位与Lewis相位论述与《 》48 2018一文的结论有极大不同.指出前者对Lewis导出的相位与量子几何相位关系的错误陈述，而后者的结论是正确的.
评注了《大学物理》21 23一文关于量子几何相位与Lewis相位论述与《 》48 2018一文的结论有极大不同.指出前者对Lewis导出的相位与量子几何相位关系的错误陈述，而后者的结论是正确的.
分析量子条件振幅算子的性质，该算子起一个类似于在经典信息理论中的条件概率的作用.论证表示一个量子双组元系统的条件算子的频谱在局域幺正变换下是不变的，并且表明它的不可分性.证明一个可分态的条件振幅算子不能有一个超过1的本征值.得出一个在von Neumann条件熵的非负性基础上的相关的可分性条件.
分析量子条件振幅算子的性质，该算子起一个类似于在经典信息理论中的条件概率的作用.论证表示一个量子双组元系统的条件算子的频谱在局域幺正变换下是不变的，并且表明它的不可分性.证明一个可分态的条件振幅算子不能有一个超过1的本征值.得出一个在von Neumann条件熵的非负性基础上的相关的可分性条件.
用分离变量方法讨论了在环形非球谐振子标量势和矢量势相等条件下的Klein-Gordon方程的束缚态解.给出了用广义连带勒让得多项式表示的归一化角向波函数和用合流超几何函数表示的归一化径向波函数，获得了精确的束缚态能谱方程.
用分离变量方法讨论了在环形非球谐振子标量势和矢量势相等条件下的Klein-Gordon方程的束缚态解.给出了用广义连带勒让得多项式表示的归一化角向波函数和用合流超几何函数表示的归一化径向波函数，获得了精确的束缚态能谱方程.
认为物质的质量(能量)存在形式可分为两部分，一部分是以纯物质形式存在的，另一部分是以纯重力场形式存在的.物质质量(能量)这两种形式各自对应着相应的能量动量张量，物质总的能量-动量张量可表示为Tμν=T(Ⅰ)μν+T(Ⅱ)μν,这里，T(Ⅰ)μν，T（Ⅱ）μν分别代表物质纯物质部分和纯重力场部分的能量-动量张量.通过类比电磁理论，定义：ωμ≡-c2gμ0/g00,并引入一个反对称张量Dμν=ωμ/xν-ων/xμ，则物质纯重力场部分的能量-动量张量为T(Ⅱ)μν=(DμρDρν-gμνDαβDαβ/4
认为物质的质量(能量)存在形式可分为两部分，一部分是以纯物质形式存在的，另一部分是以纯重力场形式存在的.物质质量(能量)这两种形式各自对应着相应的能量动量张量，物质总的能量-动量张量可表示为Tμν=T(Ⅰ)μν+T(Ⅱ)μν,这里，T(Ⅰ)μν，T（Ⅱ）μν分别代表物质纯物质部分和纯重力场部分的能量-动量张量.通过类比电磁理论，定义：ωμ≡-c2gμ0/g00,并引入一个反对称张量Dμν=ωμ/xν-ων/xμ，则物质纯重力场部分的能量-动量张量为T(Ⅱ)μν=(DμρDρν-gμνDαβDαβ/4
类光测地线γ0(λ)与二维类空超曲面φ正交，λ为其仿射参量.假如在类光测地线γ0(λ)上存在一点r(r=γ0(λr))共轭于类空超曲面φ，则对于γ0(λ)上任一点q(q=γ0(λq))满足λq＞λr，一定能把γ0连续变形成一条从φ到q的类时曲线.当产生类时曲线的变分矢量场不是类光测地线上的广义Jacobi场时，这些类时曲线在趋于类光测地线时，它们的固有加速度趋于无穷大.
类光测地线γ0(λ)与二维类空超曲面φ正交，λ为其仿射参量.假如在类光测地线γ0(λ)上存在一点r(r=γ0(λr))共轭于类空超曲面φ，则对于γ0(λ)上任一点q(q=γ0(λq))满足λq＞λr，一定能把γ0连续变形成一条从φ到q的类时曲线.当产生类时曲线的变分矢量场不是类光测地线上的广义Jacobi场时，这些类时曲线在趋于类光测地线时，它们的固有加速度趋于无穷大.
在Tortoise坐标系中，利用brick-wall模型研究了来源于标量场的(2+1)维动态黑洞的量子熵.结果表明，在视界附近的薄区域内标量场的熵与黑洞熵有相同结构.特别是在静态情况下，量子熵满足熵的周长律.
在Tortoise坐标系中，利用brick-wall模型研究了来源于标量场的(2+1)维动态黑洞的量子熵.结果表明，在视界附近的薄区域内标量场的熵与黑洞熵有相同结构.特别是在静态情况下，量子熵满足熵的周长律.
引入局域热平衡概念，用Damour-Ruffini方法和薄膜模型研究了缓变动态Kerr-Newman黑洞的Hawking辐射和熵.得到了黑洞的Hawking温度和辐射谱公式，Hawking温度随时间和视界面上的位置而变化，辐射谱为准黑体谱；计算了黑洞熵，当取与静态球对称黑洞情况相同的截断关系时便得到了黑洞的Bekenstein-Hawking熵.结果表明，缓变动态黑洞的温度是局域量，缓变动态黑洞的熵与稳态黑洞情况一样正比于黑洞视界面面积.
引入局域热平衡概念，用Damour-Ruffini方法和薄膜模型研究了缓变动态Kerr-Newman黑洞的Hawking辐射和熵.得到了黑洞的Hawking温度和辐射谱公式，Hawking温度随时间和视界面上的位置而变化，辐射谱为准黑体谱；计算了黑洞熵，当取与静态球对称黑洞情况相同的截断关系时便得到了黑洞的Bekenstein-Hawking熵.结果表明，缓变动态黑洞的温度是局域量，缓变动态黑洞的熵与稳态黑洞情况一样正比于黑洞视界面面积.
采用具有实虚部关联的量子噪声和泵噪声驱动的单模激光损失模型，用线性化近似方法研究了反映激光动力学性质的光强关联函数，讨论了光强关联函数随时间的演化；并对线性化近似方法的适用范围进行了详细分析，分别讨论了量子噪声强度、泵噪声强度、量子噪声实虚部关联系数对光强相对涨落的影响，得出在小噪声、远离阈值时，线性化近似方法适用范围扩大；小噪声、远离阈值且当量子噪声实虚部无关联时，线性化近似方法适用范围最大的结论.
采用具有实虚部关联的量子噪声和泵噪声驱动的单模激光损失模型，用线性化近似方法研究了反映激光动力学性质的光强关联函数，讨论了光强关联函数随时间的演化；并对线性化近似方法的适用范围进行了详细分析，分别讨论了量子噪声强度、泵噪声强度、量子噪声实虚部关联系数对光强相对涨落的影响，得出在小噪声、远离阈值时，线性化近似方法适用范围扩大；小噪声、远离阈值且当量子噪声实虚部无关联时，线性化近似方法适用范围最大的结论.
对端口受控哈密顿系统能量变化和动力学特性进行了分析，采用了分段线性输出反馈对其进行混沌反控制，给出了构造分段线性输出反馈矩阵的方法.此方法具有物理概念明确，不需计算李雅普诺夫指数，易于实现等特点.数值计算和仿真研究表明了此方法的有效性
对端口受控哈密顿系统能量变化和动力学特性进行了分析，采用了分段线性输出反馈对其进行混沌反控制，给出了构造分段线性输出反馈矩阵的方法.此方法具有物理概念明确，不需计算李雅普诺夫指数，易于实现等特点.数值计算和仿真研究表明了此方法的有效性
对Chen氏混沌系统的电路实现作了进一步的研究，推导出切实可行的电路参数.在此基础上利用Electronic Workbench电路仿真软件进行了仿真实验，并搭建实现了实际的Chen氏电路，在示波器上观察到了Chen氏混沌系统的混沌波形.同时，利用单变量耦合反馈控制方法对两个Chen氏系统的同步控制进行了实验研究，给出了实现同步的电路参数调节范围.
对Chen氏混沌系统的电路实现作了进一步的研究，推导出切实可行的电路参数.在此基础上利用Electronic Workbench电路仿真软件进行了仿真实验，并搭建实现了实际的Chen氏电路，在示波器上观察到了Chen氏混沌系统的混沌波形.同时，利用单变量耦合反馈控制方法对两个Chen氏系统的同步控制进行了实验研究，给出了实现同步的电路参数调节范围.
提出一种新的混沌调制通信方法.利用一个自适应控制器跟踪信息信号的误差对产生混沌载波的发射系统进行参数调制.同时，信息信号直接与混沌载波相乘作为发射信号驱动接收系统.在接收端，另一个自适应控制器维持收发系统的混沌同步并恢复出信息信号.由于同步误差与信息信号无关，从而实现了大幅度、快时变信息信号的混沌调制通信.理论分析和数值模拟的结果表明该方法增强了低维混沌系统的通信保密性.
提出一种新的混沌调制通信方法.利用一个自适应控制器跟踪信息信号的误差对产生混沌载波的发射系统进行参数调制.同时，信息信号直接与混沌载波相乘作为发射信号驱动接收系统.在接收端，另一个自适应控制器维持收发系统的混沌同步并恢复出信息信号.由于同步误差与信息信号无关，从而实现了大幅度、快时变信息信号的混沌调制通信.理论分析和数值模拟的结果表明该方法增强了低维混沌系统的通信保密性.
对非线性系统提出了任意阶隐式指数时程差分多步法，实现了任意阶次指数时程差分预测校正算法.发展完善了指数时程差分法.将新算法应用于非线性系统，取得了较好的效果.数值结果表明隐式指数时程差分多步法很好地修正了显式指数时程差分多步法，隐式指数时程差分多步法是一种高精度、高效率的方法.
对非线性系统提出了任意阶隐式指数时程差分多步法，实现了任意阶次指数时程差分预测校正算法.发展完善了指数时程差分法.将新算法应用于非线性系统，取得了较好的效果.数值结果表明隐式指数时程差分多步法很好地修正了显式指数时程差分多步法，隐式指数时程差分多步法是一种高精度、高效率的方法.
进行了激光混沌模拟信号(0.1—10GHz)和数字信号(0.2和0.3Gbit/s)以及频率键控调制解调等研究，优化分析了调制信号的频率和幅度等对同步误差和解调的影响以及激光器混沌键控速率极限；分析了彻底同步和伪同步，并优化分析了系统参数失配、反馈系数对同步误差以及同步时间的影响.
进行了激光混沌模拟信号(0.1—10GHz)和数字信号(0.2和0.3Gbit/s)以及频率键控调制解调等研究，优化分析了调制信号的频率和幅度等对同步误差和解调的影响以及激光器混沌键控速率极限；分析了彻底同步和伪同步，并优化分析了系统参数失配、反馈系数对同步误差以及同步时间的影响.
建议一个描述研究项目负责人与研究助手之间的科研合作网络的双粒子图自适应发展模型.模型考虑每个项目负责人或研究助手作为作用者采取的选择、决策、竞争以及由此导致的自身和整个网络的进化.对模型的各种不同投影单粒子图进行的数值模拟所得结果都与美国的数学和神经科学工作者在1991-1998年间合作的统计结果很好地符合，说明自适应复杂网络可以自组织向小世界、无标度的结构.也讨论了双粒子图的不同投影单粒子图模拟所得结果的异同.
建议一个描述研究项目负责人与研究助手之间的科研合作网络的双粒子图自适应发展模型.模型考虑每个项目负责人或研究助手作为作用者采取的选择、决策、竞争以及由此导致的自身和整个网络的进化.对模型的各种不同投影单粒子图进行的数值模拟所得结果都与美国的数学和神经科学工作者在1991-1998年间合作的统计结果很好地符合，说明自适应复杂网络可以自组织向小世界、无标度的结构.也讨论了双粒子图的不同投影单粒子图模拟所得结果的异同.
报道了用半绝缘GaAs光电导开关产生电压幅值稳定、ps量级时间晃动超快电脉冲的实验结果.分别用ns，ps和 fs激光脉冲触发GaAs光电导开关的结果表明，在低电场偏置下，电极间隙为1 mm的GaAs光电导开关可以产生触发时间晃动小于10 ps、电压幅值变化小于1.2 %、亚ns量级脉冲宽度的稳定超短电脉冲.分析了触发光脉冲能量起伏对光电导开关产生超快电脉冲电压幅值的影响，指出通过控制光电导开关的触发条件和对开关的优化设计，就可以获得电压幅值稳定、时间晃动在ps量级的超快电脉冲.
报道了用半绝缘GaAs光电导开关产生电压幅值稳定、ps量级时间晃动超快电脉冲的实验结果.分别用ns，ps和 fs激光脉冲触发GaAs光电导开关的结果表明，在低电场偏置下，电极间隙为1 mm的GaAs光电导开关可以产生触发时间晃动小于10 ps、电压幅值变化小于1.2 %、亚ns量级脉冲宽度的稳定超短电脉冲.分析了触发光脉冲能量起伏对光电导开关产生超快电脉冲电压幅值的影响，指出通过控制光电导开关的触发条件和对开关的优化设计，就可以获得电压幅值稳定、时间晃动在ps量级的超快电脉冲.
布朗运动法测量光阱刚度因其简便易行而成为光镊系统参数测量的一种常用的方法，但是由于在低频响或低采样频率时测量结果误差很大，所以主要用在频响及采样频率较高的情况下.将在功率谱分析及实验的基础上，讨论如何在低频响及低采样频率下，用布朗运动法测量光阱刚度.
布朗运动法测量光阱刚度因其简便易行而成为光镊系统参数测量的一种常用的方法，但是由于在低频响或低采样频率时测量结果误差很大，所以主要用在频响及采样频率较高的情况下.将在功率谱分析及实验的基础上，讨论如何在低频响及低采样频率下，用布朗运动法测量光阱刚度.
根据高温超导体(HTSC)和巨磁阻（CMR）薄膜中激光感生电压信号的时间关系公式，进一步导出产生最大激光感生电压所需的薄膜最佳厚度的方程式.结果表明，感生电压不是简单地与厚度的倒数成正比，而是存在一个最佳厚度 .该方程给出了影响器件响应设计的主要因素，讨论了决定最佳厚度的薄膜参数，并与实验结果进行比较.
根据高温超导体(HTSC)和巨磁阻（CMR）薄膜中激光感生电压信号的时间关系公式，进一步导出产生最大激光感生电压所需的薄膜最佳厚度的方程式.结果表明，感生电压不是简单地与厚度的倒数成正比，而是存在一个最佳厚度 .该方程给出了影响器件响应设计的主要因素，讨论了决定最佳厚度的薄膜参数，并与实验结果进行比较.
Toraldo光瞳是超分辨中研究最多的光瞳之一.不过，由于实际中在制作精确度以及制造效率上的限制，它的应用受到了很大程度的制约.提出了双Toraldo光瞳的共焦系统，它能够用两个相对容易制作的Toraldo光瞳实现多区复杂Toraldo光瞳的功能.
Toraldo光瞳是超分辨中研究最多的光瞳之一.不过，由于实际中在制作精确度以及制造效率上的限制，它的应用受到了很大程度的制约.提出了双Toraldo光瞳的共焦系统，它能够用两个相对容易制作的Toraldo光瞳实现多区复杂Toraldo光瞳的功能.
在z扫描方法的基础上，提出了一种测量光折变非线性参量动态行为的新方法——时间扫描方法.理论和实验研究结果表明，这种新方法是精确、可行的.
在z扫描方法的基础上，提出了一种测量光折变非线性参量动态行为的新方法——时间扫描方法.理论和实验研究结果表明，这种新方法是精确、可行的.
在对GeⅣ—RuⅩⅥ离子3d-94s4p组态能级结构的组态相互作用理论分析计算的基础上，进一步分析了关联效应，量子电动力学（QED）效应及其他效应对等电子序列离子能级结构的影响，找出了沿等电子序列离子能级变化的规律性.在前人研究工作的基础上，预测计算了MoⅩⅣ—RuⅩⅥ离子3d-94s4pJ=12,32组态能级，由此计算了MoⅩⅣ—RuⅩⅥ离子3d-104s—3d-94s4pJ=12,32跃迁谱线波长，振子强度和跃迁概率.
在对GeⅣ—RuⅩⅥ离子3d-94s4p组态能级结构的组态相互作用理论分析计算的基础上，进一步分析了关联效应，量子电动力学（QED）效应及其他效应对等电子序列离子能级结构的影响，找出了沿等电子序列离子能级变化的规律性.在前人研究工作的基础上，预测计算了MoⅩⅣ—RuⅩⅥ离子3d-94s4pJ=12,32组态能级，由此计算了MoⅩⅣ—RuⅩⅥ离子3d-104s—3d-94s4pJ=12,32跃迁谱线波长，振子强度和跃迁概率.
使用能量自洽法较系统地研究了部分氢化物及其同位素双原子分子的一些电子基态和激发态的势能：NaH，RbH分子的X1Σ+态，同位素分子HF和DF，H35Cl和D35Cl，6LiH，6LiD和7LiH的Ｘ１Σ+态，BH分子的a3Π,b3Σ-激发态，CH分子的A2Δ激发态和BeH分子的A2Π激发态.不仅得到了与基于实验的Rydberg-Klein-Rees势能或Inverted Perturbation Approach值或Configuration Interaction理论数据符合得很好的势能，而且获得了其他
使用能量自洽法较系统地研究了部分氢化物及其同位素双原子分子的一些电子基态和激发态的势能：NaH，RbH分子的X1Σ+态，同位素分子HF和DF，H35Cl和D35Cl，6LiH，6LiD和7LiH的Ｘ１Σ+态，BH分子的a3Π,b3Σ-激发态，CH分子的A2Δ激发态和BeH分子的A2Π激发态.不仅得到了与基于实验的Rydberg-Klein-Rees势能或Inverted Perturbation Approach值或Configuration Interaction理论数据符合得很好的势能，而且获得了其他
用一束波长为360.55nm的激光，通过N2O分子的（3+1）共振多光子电离（REMPI）过程制备纯净且布居完全处于X2Π(000)态的母体离子N2O+，然后用另一束波长在275—328nm范围内的可调谐激光将制备的N2O+离子激发至预解离电子态A2Σ+.实验发现，由于解离碎片NO+所具有的一定的反冲速度，其TOF质谱峰明显比N2O+母体宽.通过分析NO+碎片TOF质谱峰形状，得到了解离产物的总平均平动能〈ET〉；通过考察〈ET〉随光解能量的变化，发现光解能量在32000cm-1附近约250cm-1的变化
用一束波长为360.55nm的激光，通过N2O分子的（3+1）共振多光子电离（REMPI）过程制备纯净且布居完全处于X2Π(000)态的母体离子N2O+，然后用另一束波长在275—328nm范围内的可调谐激光将制备的N2O+离子激发至预解离电子态A2Σ+.实验发现，由于解离碎片NO+所具有的一定的反冲速度，其TOF质谱峰明显比N2O+母体宽.通过分析NO+碎片TOF质谱峰形状，得到了解离产物的总平均平动能〈ET〉；通过考察〈ET〉随光解能量的变化，发现光解能量在32000cm-1附近约250cm-1的变化
采用密度泛函DFT中的 B3LYP 方法，选择LANL2DZ基组，对Aun（n＝2—9）小团簇的各种可能结构进行优化，得到了它们的基态平衡结构并计算出其原子化能.研究表明：随着团簇尺寸的增大，单个原子的平均原子化能逐渐增大.同时分析了团簇的能级分布、最高占据轨道与最低空轨道之间形成的能级间隙.计算出了电子亲和能和电离势，计算值与实验值非常接近.最后分析了费米能级、电子亲和能和电离势形成“奇－偶”振荡效应的原因.
采用密度泛函DFT中的 B3LYP 方法，选择LANL2DZ基组，对Aun（n＝2—9）小团簇的各种可能结构进行优化，得到了它们的基态平衡结构并计算出其原子化能.研究表明：随着团簇尺寸的增大，单个原子的平均原子化能逐渐增大.同时分析了团簇的能级分布、最高占据轨道与最低空轨道之间形成的能级间隙.计算出了电子亲和能和电离势，计算值与实验值非常接近.最后分析了费米能级、电子亲和能和电离势形成“奇－偶”振荡效应的原因.
THz波段位于微波与红外之间，该波段电磁波与物质的相互作用是一个崭新的研究领域.应用THz时域光谱技术研究了两种重要的单晶基片材料(100)MgO和(100)LaAlO3的THz光谱.在0.2—2THz频率范围，得到这两种材料在THz波段的光学参数.结果表明，在THz波段MgO基片材料的折射率和介电系数不随频率的变化而变化，而LaAlO3基片材料的折射率和介电系数随着频率的增加而略有增加.在1THz频率处，测得MgO的复折射率=3.46+i0.001，复介电系数=12.27+i0006;LaAlO3的复折
THz波段位于微波与红外之间，该波段电磁波与物质的相互作用是一个崭新的研究领域.应用THz时域光谱技术研究了两种重要的单晶基片材料(100)MgO和(100)LaAlO3的THz光谱.在0.2—2THz频率范围，得到这两种材料在THz波段的光学参数.结果表明，在THz波段MgO基片材料的折射率和介电系数不随频率的变化而变化，而LaAlO3基片材料的折射率和介电系数随着频率的增加而略有增加.在1THz频率处，测得MgO的复折射率=3.46+i0.001，复介电系数=12.27+i0006;LaAlO3的复折
提出了一种用来描述空心光束的新理论模型——空心高斯光束模型，通过控制光束参数可以方便地调制空心光束黑斑的大小.导出了空心高斯光束经傍轴光学系统的解析传输变换公式.利用导出的公式计算分析了空心高斯光束在自由空间的传输特性.在实验上利用矩阵本征值方法设计了能输出空心高斯光束的光学谐振腔，对实验上得到的空心高斯光束进行了传输特性的研究.结果表明，理论和实验相吻合.该空心高斯光束产生的光势阱为控制冷原子提供了一条新途径.
提出了一种用来描述空心光束的新理论模型——空心高斯光束模型，通过控制光束参数可以方便地调制空心光束黑斑的大小.导出了空心高斯光束经傍轴光学系统的解析传输变换公式.利用导出的公式计算分析了空心高斯光束在自由空间的传输特性.在实验上利用矩阵本征值方法设计了能输出空心高斯光束的光学谐振腔，对实验上得到的空心高斯光束进行了传输特性的研究.结果表明，理论和实验相吻合.该空心高斯光束产生的光势阱为控制冷原子提供了一条新途径.
采用旋转体时域有限差分法对亚波长衍射微透镜进行数值分析，给出了在微透镜焦平面上的电场强度分布和从近场到远场的电场强度分布. 研究了亚波长衍射微透镜的色散，给出了入射波长不同于设计波长的色散曲线，数值分析结果表明了亚波长衍射微透镜的负向色散特性，而且随着波长的减小焦距增加得更快.
采用旋转体时域有限差分法对亚波长衍射微透镜进行数值分析，给出了在微透镜焦平面上的电场强度分布和从近场到远场的电场强度分布. 研究了亚波长衍射微透镜的色散，给出了入射波长不同于设计波长的色散曲线，数值分析结果表明了亚波长衍射微透镜的负向色散特性，而且随着波长的减小焦距增加得更快.
比较了掺Fe量相同的两种晶体Fe:LiNbO3和Zn:Fe:LiNbO3的光折变性能，并且给出了Zn:Fe:LiNbO3晶体光电导和衍射效率与入射总光强的关系.在Zn:Fe:LiNbO3晶体二波耦合实验中观察到衍射效率随记录时间的增长先增加，达到饱和后又逐渐减小的自擦除现象，并采用光折变双载流子四陷阱模型对该现象加以解释. 在此基础上选择合适的曝光时序，利用角度复用技术在该晶体中进行体全息存储，并在同一点上存入30幅图像.
比较了掺Fe量相同的两种晶体Fe:LiNbO3和Zn:Fe:LiNbO3的光折变性能，并且给出了Zn:Fe:LiNbO3晶体光电导和衍射效率与入射总光强的关系.在Zn:Fe:LiNbO3晶体二波耦合实验中观察到衍射效率随记录时间的增长先增加，达到饱和后又逐渐减小的自擦除现象，并采用光折变双载流子四陷阱模型对该现象加以解释. 在此基础上选择合适的曝光时序，利用角度复用技术在该晶体中进行体全息存储，并在同一点上存入30幅图像.
研究了三能级Λ系统探测光的频率调制效应. 从经典电子运动方程着手得到介质的极化率；从量子角度出发，应用Bessel函数将频率调制项展开，研究探测光频率调制对系统的影响. 适当调节探测光频率和调制系数，得到系统粒子数随时间周期变化的结论. 还得到系统处于稳态时探测光对应的极化率.
研究了三能级Λ系统探测光的频率调制效应. 从经典电子运动方程着手得到介质的极化率；从量子角度出发，应用Bessel函数将频率调制项展开，研究探测光频率调制对系统的影响. 适当调节探测光频率和调制系数，得到系统粒子数随时间周期变化的结论. 还得到系统处于稳态时探测光对应的极化率.
建立了一个反映纵向脉冲放电激励铜蒸气激光动力学过程的自洽物理模型并进行了数值求解. 根据模拟结果深入分析了铜蒸气激光脉冲的终止机理，表明受激辐射跃迁、激光下能级的电子碰撞激发和激光上能级的铜原子经电子碰撞被抽运到更高激发能级这三个过程，是导致激光脉冲终止的重要因素.
建立了一个反映纵向脉冲放电激励铜蒸气激光动力学过程的自洽物理模型并进行了数值求解. 根据模拟结果深入分析了铜蒸气激光脉冲的终止机理，表明受激辐射跃迁、激光下能级的电子碰撞激发和激光上能级的铜原子经电子碰撞被抽运到更高激发能级这三个过程，是导致激光脉冲终止的重要因素.
提出一种易于实现、对激光器本身没有干扰、高空间精度、可实时测量介质热透镜的干涉测量方法. 并利用此方法全面研究了端面抽运Nd:YVO4激光器的热透镜效应，为认识激光介质的热效应和设计此类激光器提供了参考.
提出一种易于实现、对激光器本身没有干扰、高空间精度、可实时测量介质热透镜的干涉测量方法. 并利用此方法全面研究了端面抽运Nd:YVO4激光器的热透镜效应，为认识激光介质的热效应和设计此类激光器提供了参考.
用离子注入的半绝缘GaAs晶片作为吸收体和输出镜，在双包层掺镱光纤激光器上实现了调Q锁模. 离子注入的能量为400keV的As+离子，注入剂量为1016/cm2，然后在600℃下退火20min. 当抽运功率为5W时, 脉冲平均输出功率为200mW, 调Q包络重复频率为50kHz, 半高宽为4μs，锁模脉冲重复频率为15MHz.
用离子注入的半绝缘GaAs晶片作为吸收体和输出镜，在双包层掺镱光纤激光器上实现了调Q锁模. 离子注入的能量为400keV的As+离子，注入剂量为1016/cm2，然后在600℃下退火20min. 当抽运功率为5W时, 脉冲平均输出功率为200mW, 调Q包络重复频率为50kHz, 半高宽为4μs，锁模脉冲重复频率为15MHz.
在找出了使金属材料只发生液化相变的激光功率密度的前提下，借用金属液态与金属固态某些相似的性质，通过类比，给出了金属液化材料对激光的吸收率. 经过分析，指出了直接解析金属相变速度的不可能性. 通过建立金属液态内的能量方程，在质量守恒的前提下，求得了激光辐照金属的相变速度. 通过讨论发现，影响金属相变速度的因素不仅有激光的强度，而且还有激光的圆频率.
在找出了使金属材料只发生液化相变的激光功率密度的前提下，借用金属液态与金属固态某些相似的性质，通过类比，给出了金属液化材料对激光的吸收率. 经过分析，指出了直接解析金属相变速度的不可能性. 通过建立金属液态内的能量方程，在质量守恒的前提下，求得了激光辐照金属的相变速度. 通过讨论发现，影响金属相变速度的因素不仅有激光的强度，而且还有激光的圆频率.
对非线性介质串级结构的Z扫描特性进行了分析，分别给出了解析解和数值解. 解析分析主要是基于高斯分解方法（GDM）和分布透镜方法的组合；数值分析采用了Crank-Nicholson有限差分方法和快速汉克尔变换方法(FHT). 同时，也给出了这两种数值分析的使用条件和方法. 将解析结果、数值结果和实验结果进行了比较，结果显示它们具有很好的一致性.
对非线性介质串级结构的Z扫描特性进行了分析，分别给出了解析解和数值解. 解析分析主要是基于高斯分解方法（GDM）和分布透镜方法的组合；数值分析采用了Crank-Nicholson有限差分方法和快速汉克尔变换方法(FHT). 同时，也给出了这两种数值分析的使用条件和方法. 将解析结果、数值结果和实验结果进行了比较，结果显示它们具有很好的一致性.
采用分步傅里叶方法数值模拟了飞秒光脉冲在光子晶体光纤中非线性传输和超连续谱的产生. 计算和分析了高阶色散和非线性效应对超连续谱形状和带宽的影响. 结果表明在光子晶体光纤中产生了孤子自频移现象. 同时也发现脉冲内拉曼散射和自相位调制的联合作用导致了超连续谱中精细结构的出现. 另外，还发现高阶色散和初始光脉冲的峰值功率对超连续谱的带宽和平滑也有直接影响.
采用分步傅里叶方法数值模拟了飞秒光脉冲在光子晶体光纤中非线性传输和超连续谱的产生. 计算和分析了高阶色散和非线性效应对超连续谱形状和带宽的影响. 结果表明在光子晶体光纤中产生了孤子自频移现象. 同时也发现脉冲内拉曼散射和自相位调制的联合作用导致了超连续谱中精细结构的出现. 另外，还发现高阶色散和初始光脉冲的峰值功率对超连续谱的带宽和平滑也有直接影响.
区别于传统的受激布里渊散射(SBS)发生器和放大器，提出了一种新型的SBS模型：自供种子光模型(self stokes seeding,SSS). 通过对抽运光波形函数的傅里叶变换得到了Stokes成分在抽运光中所占的比例，即Stokes能量比. 考虑SSS效应，数值求解了SSS耦合波方程组，得到了SBS反射率的时间演变形式，理论研究发现，当抽运光正入射到平板样品上时，反射光中的Stokes成分极大地促进了SBS起振过程，其结果相当于反向注入一定强度的种子光，而Stokes能量比的大小决定了SBS过程起振
区别于传统的受激布里渊散射(SBS)发生器和放大器，提出了一种新型的SBS模型：自供种子光模型(self stokes seeding,SSS). 通过对抽运光波形函数的傅里叶变换得到了Stokes成分在抽运光中所占的比例，即Stokes能量比. 考虑SSS效应，数值求解了SSS耦合波方程组，得到了SBS反射率的时间演变形式，理论研究发现，当抽运光正入射到平板样品上时，反射光中的Stokes成分极大地促进了SBS起振过程，其结果相当于反向注入一定强度的种子光，而Stokes能量比的大小决定了SBS过程起振
给出了小光强条件下中心对称光折变材料中光波演化方程的亮、暗及灰空间孤子解析解，并推导出了孤子宽度的显式表达式．
给出了小光强条件下中心对称光折变材料中光波演化方程的亮、暗及灰空间孤子解析解，并推导出了孤子宽度的显式表达式．
研究了Er3+掺杂重金属氧氟硅酸盐玻璃的吸收光谱、上转换光谱和拉曼光谱，分析了重金属氧氟硅酸盐玻璃中Er3+的上转换发光机理. 结果表明：通过975nm的激光二极管激发，在室温下同时观察到蓝光(411nmj)、绿光(525和543nm)和红光(655nm)，分别是由于Er3+离子2H9/2→4I15/2, 2H11/2→4I15/2, 4S3/2→4I15/2, 和4F9/2→4I15/2跃迁. 随Er2O3浓度的增加，蓝光、绿光和红光的发光强度都增强，上转换发光机理主要涉及能量转移和激发态吸收，强烈的绿
研究了Er3+掺杂重金属氧氟硅酸盐玻璃的吸收光谱、上转换光谱和拉曼光谱，分析了重金属氧氟硅酸盐玻璃中Er3+的上转换发光机理. 结果表明：通过975nm的激光二极管激发，在室温下同时观察到蓝光(411nmj)、绿光(525和543nm)和红光(655nm)，分别是由于Er3+离子2H9/2→4I15/2, 2H11/2→4I15/2, 4S3/2→4I15/2, 和4F9/2→4I15/2跃迁. 随Er2O3浓度的增加，蓝光、绿光和红光的发光强度都增强，上转换发光机理主要涉及能量转移和激发态吸收，强烈的绿
利用平面波展开方法与超原胞方法研究了两种不同晶格的光子晶体异质结的界面态. 这两种异质结都是在纯电介质背景上放置空气散射子. 一种异质结由正方形格子上放置正方形散射子和三角形格子上放置六角形散射子组成（SSTH异质结）. 另一种由长方格子上放置长方形散射子和三角形格子上放置圆形散射子组成（RRTC异质结）. 对于SSTH异质结，当沿着界面作晶格的横向拉开或者侧向滑移，都可产生界面态. 而对于RRTC异质结，无需从界面做晶格拉开或者侧向滑移就可产生界面传导模，这个结果有别于其他纯电介质光子晶体异质结的性质.
利用平面波展开方法与超原胞方法研究了两种不同晶格的光子晶体异质结的界面态. 这两种异质结都是在纯电介质背景上放置空气散射子. 一种异质结由正方形格子上放置正方形散射子和三角形格子上放置六角形散射子组成（SSTH异质结）. 另一种由长方格子上放置长方形散射子和三角形格子上放置圆形散射子组成（RRTC异质结）. 对于SSTH异质结，当沿着界面作晶格的横向拉开或者侧向滑移，都可产生界面态. 而对于RRTC异质结，无需从界面做晶格拉开或者侧向滑移就可产生界面传导模，这个结果有别于其他纯电介质光子晶体异质结的性质.
研究了全息聚合物弥散液晶(HPDLC)器件的电光特性，研究了添加不同表面活性剂对聚合物界面对液晶的锚定能的影响机理，寻求到了低工作电压的实现方法. 分析了聚合物基体与液晶折射率不匹配性对器件对比度的影响，测量了HPDLC器件的响应时间和弛豫时间，得到了平均100μs的快速响应.
研究了全息聚合物弥散液晶(HPDLC)器件的电光特性，研究了添加不同表面活性剂对聚合物界面对液晶的锚定能的影响机理，寻求到了低工作电压的实现方法. 分析了聚合物基体与液晶折射率不匹配性对器件对比度的影响，测量了HPDLC器件的响应时间和弛豫时间，得到了平均100μs的快速响应.
应用光子晶体光纤（PCF）的全矢量模型，根据对称性分析，按照最小波导扇面及相应的边界条件，将PCF中的模式进行了分类，并将PCF中的模式类比阶跃光纤来命名. 分析表明，PCF中的模式或者为非简并的，此时能够反映波导结构对称性；或者为简并对，必须二者组合才反映波导结构的对称性. 当简并对中的两个模式都具有与PCF波导结构相同的对称性时，简并将被击破而形成两个非简并模.
应用光子晶体光纤（PCF）的全矢量模型，根据对称性分析，按照最小波导扇面及相应的边界条件，将PCF中的模式进行了分类，并将PCF中的模式类比阶跃光纤来命名. 分析表明，PCF中的模式或者为非简并的，此时能够反映波导结构对称性；或者为简并对，必须二者组合才反映波导结构的对称性. 当简并对中的两个模式都具有与PCF波导结构相同的对称性时，简并将被击破而形成两个非简并模.
应用超格子模型分析了高折射率芯Bragg光纤的色散特性，讨论了Bragg光纤的色散的比例性质以及光纤的芯径、包层周期、填充率与波导色散的关系，并利用这些关系举例实现了Bragg光纤在1.55μm附近的宽带色散平坦.
应用超格子模型分析了高折射率芯Bragg光纤的色散特性，讨论了Bragg光纤的色散的比例性质以及光纤的芯径、包层周期、填充率与波导色散的关系，并利用这些关系举例实现了Bragg光纤在1.55μm附近的宽带色散平坦.
采用低压金属有机气相外延（LPMOCVD）设备生长并制作了1.55μm AlGaInAs-InP偏振无关半导体光放大器，有源区为3周期的张应变量子阱结构，应变量为0.35%；器件制作成脊型波导结构，并采用7°斜腔结构以有效抑制腔面反射；经蒸镀减反膜后，半导体光放大器的自发辐射功率的波动小于0.3 dB，3 dB带宽为 50 nm,半导体光放大器小信号增益近20dB，带宽亦为50 nm.在1530—1580nm波长范围内偏振灵敏度小于0.5dB，峰值增益波长的饱和输出功率达7dBm；器件增益随温度的升高而
采用低压金属有机气相外延（LPMOCVD）设备生长并制作了1.55μm AlGaInAs-InP偏振无关半导体光放大器，有源区为3周期的张应变量子阱结构，应变量为0.35%；器件制作成脊型波导结构，并采用7°斜腔结构以有效抑制腔面反射；经蒸镀减反膜后，半导体光放大器的自发辐射功率的波动小于0.3 dB，3 dB带宽为 50 nm,半导体光放大器小信号增益近20dB，带宽亦为50 nm.在1530—1580nm波长范围内偏振灵敏度小于0.5dB，峰值增益波长的饱和输出功率达7dBm；器件增益随温度的升高而
利用矢量有效折射率方法(矢量法)对光子晶体光纤基模的色散特性进行了数值模拟，并与双正交归一基矢量法以及标量有效折射率方法(标量法)的模拟结果进行了对比.发现所用矢量法的结果与双正交归一基矢量法的结果符合很好，而标量法在低空气填充率f或较高归一化波数A/λ时是一种较好的近似，在空气填充率f较高或归一化波数A/λ较低时，要得到精确的结果必须利用矢量法对光子晶体光纤的特性进行模拟.讨论了光子晶体光纤包层有效折射率与光纤结构的关系.
利用矢量有效折射率方法(矢量法)对光子晶体光纤基模的色散特性进行了数值模拟，并与双正交归一基矢量法以及标量有效折射率方法(标量法)的模拟结果进行了对比.发现所用矢量法的结果与双正交归一基矢量法的结果符合很好，而标量法在低空气填充率f或较高归一化波数A/λ时是一种较好的近似，在空气填充率f较高或归一化波数A/λ较低时，要得到精确的结果必须利用矢量法对光子晶体光纤的特性进行模拟.讨论了光子晶体光纤包层有效折射率与光纤结构的关系.
利用矢量有效折射率方法对光子晶体光纤（PCF）的色散补偿特性进行了数值模拟，研究发现通过调节光子晶体光纤包层的空气穴节距或空气穴大小可以灵活地设计光子晶体光纤的色散系数D、色散斜率Dslope以及κ值，可以设计在波长1.55μm附近具有较大绝对值的正常色散和负色散斜率的色散补偿光子晶体光纤，使光通信中的普通单模光纤（G.652）或非零色散位移光纤(G.655)在1.55μm低损耗窗口得到较好的色散补偿.数值模拟和分析表明色散补偿光子晶体光纤的研制具有很大的发展潜力.
利用矢量有效折射率方法对光子晶体光纤（PCF）的色散补偿特性进行了数值模拟，研究发现通过调节光子晶体光纤包层的空气穴节距或空气穴大小可以灵活地设计光子晶体光纤的色散系数D、色散斜率Dslope以及κ值，可以设计在波长1.55μm附近具有较大绝对值的正常色散和负色散斜率的色散补偿光子晶体光纤，使光通信中的普通单模光纤（G.652）或非零色散位移光纤(G.655)在1.55μm低损耗窗口得到较好的色散补偿.数值模拟和分析表明色散补偿光子晶体光纤的研制具有很大的发展潜力.
将关于液面凹陷的Young-Laplace方程与关于金属溶池的流体力学方程组及关于金属蒸发的ＢＧＫ方程联立求解，在给定的电子枪加热条件下，获得了熔池流场和温度场图像及金属蒸气密度、速度和温度分布.数值计算结果表明，随电子枪功率增加，金属的蒸发速率增加，蒸气的密度增大、温度降低而速度升高.与假设液面为平面的情况相比，考虑液面凹陷后求得的液面温度较低，金属的蒸发速率较小，并且这种差别随电子枪功率的增加而扩大.因此对于高功率电子枪加热金属蒸发，必须考虑液面凹陷的影响才能得到符合实际的结果.
将关于液面凹陷的Young-Laplace方程与关于金属溶池的流体力学方程组及关于金属蒸发的ＢＧＫ方程联立求解，在给定的电子枪加热条件下，获得了熔池流场和温度场图像及金属蒸气密度、速度和温度分布.数值计算结果表明，随电子枪功率增加，金属的蒸发速率增加，蒸气的密度增大、温度降低而速度升高.与假设液面为平面的情况相比，考虑液面凹陷后求得的液面温度较低，金属的蒸发速率较小，并且这种差别随电子枪功率的增加而扩大.因此对于高功率电子枪加热金属蒸发，必须考虑液面凹陷的影响才能得到符合实际的结果.
研究了纳米二氧化钛包覆高岭土和钇掺杂钛酸钡两种电流变液的微波反射行为.实验发现，在垂直于微波传播方向电场作用下，两种电流变液微波反射系数均随电场强度的增大而增大；钇掺杂钛酸钡电流变液微波反射系数变化幅度比二氧化钛包覆高岭土电流变液宽，并且电场调节的能力随浓度的增加有减弱的趋势.对钇掺杂钛酸钡电流变液存在一个临界浓度，低于这个浓度，电场的调控能力随电场强度的增加而增大，高于这个浓度，电场的调控能力随电场的增加先增大后减小.另外，二氧化钛包覆高岭土电流变液反射回波相位随电场强度的增大出现最大值后逐渐减小趋于平
研究了纳米二氧化钛包覆高岭土和钇掺杂钛酸钡两种电流变液的微波反射行为.实验发现，在垂直于微波传播方向电场作用下，两种电流变液微波反射系数均随电场强度的增大而增大；钇掺杂钛酸钡电流变液微波反射系数变化幅度比二氧化钛包覆高岭土电流变液宽，并且电场调节的能力随浓度的增加有减弱的趋势.对钇掺杂钛酸钡电流变液存在一个临界浓度，低于这个浓度，电场的调控能力随电场强度的增加而增大，高于这个浓度，电场的调控能力随电场的增加先增大后减小.另外，二氧化钛包覆高岭土电流变液反射回波相位随电场强度的增大出现最大值后逐渐减小趋于平
根据电流变液中球形颗粒的运动模型，研究了颗粒质量很小时，电流变液中颗粒运动的渐近状态，利用微分不等式理论，给出了相应运动的渐近估计.
根据电流变液中球形颗粒的运动模型，研究了颗粒质量很小时，电流变液中颗粒运动的渐近状态，利用微分不等式理论，给出了相应运动的渐近估计.
利用电弧熔炼制备了(Nd1-xErx)2Co15.5V1.5（x=0—1.0）化合物样品.通过x射线衍射分析和磁性测量研究了Er替代Nd2Co15.5V1.5中的Nd时对化合物结构和磁性的影响.研究结果表明，低Er含量（x0.)，化合物转变为Th2Ni17结构；Er含量为x＝0.4和0.5时，两种结构共存.两种结构的晶胞参数a,c和晶胞体积V随着Er含量的增加都呈现递减的趋势.随着Er含量的增加，(Nd1-xErx)2Co15.5V1.5化合物的
利用电弧熔炼制备了(Nd1-xErx)2Co15.5V1.5（x=0—1.0）化合物样品.通过x射线衍射分析和磁性测量研究了Er替代Nd2Co15.5V1.5中的Nd时对化合物结构和磁性的影响.研究结果表明，低Er含量（x0.)，化合物转变为Th2Ni17结构；Er含量为x＝0.4和0.5时，两种结构共存.两种结构的晶胞参数a,c和晶胞体积V随着Er含量的增加都呈现递减的趋势.随着Er含量的增加，(Nd1-xErx)2Co15.5V1.5化合物的
研究了Fe58wt%Sn过偏晶合金的急冷快速凝固和组织形成特征． 实验发现, FeSn过偏晶合金的急冷快速凝固组织由规则排布的纤维状β-Sn相和分布其间的α-Fe相及少量金属间化合物相组成, β-Sn相的几何排列方向与合金条带表面成0—15°的夹角．根据急冷条件下金属熔体的热传导方程和Navier-Stokes方程, 对过偏晶合金的凝固行为和组织形成过程进行了理论分析, 揭示出熔体内部的动量传输对过偏晶合金的液相分离行为具有显著的影响．两相分离发生于液池底部约200μm的急冷区内, 分离的L2液滴在辊面驱
研究了Fe58wt%Sn过偏晶合金的急冷快速凝固和组织形成特征． 实验发现, FeSn过偏晶合金的急冷快速凝固组织由规则排布的纤维状β-Sn相和分布其间的α-Fe相及少量金属间化合物相组成, β-Sn相的几何排列方向与合金条带表面成0—15°的夹角．根据急冷条件下金属熔体的热传导方程和Navier-Stokes方程, 对过偏晶合金的凝固行为和组织形成过程进行了理论分析, 揭示出熔体内部的动量传输对过偏晶合金的液相分离行为具有显著的影响．两相分离发生于液池底部约200μm的急冷区内, 分离的L2液滴在辊面驱
采用静态拉伸方法在连续升温条件下动态地测量了大块金属玻璃Zr41Ti14Cu12.5Ni10Be22.5（Vit1）的黏度随温度的变化关系.在应变速率与温度的关系曲线中，观测到了与玻璃转变和晶化过程相联系的多个应变速率峰.在玻璃转变温度Tg以上，大块金属玻璃Zr41Ti14Cu12.5Ni10Be22.5的过冷液体呈现Newton流体特征，其黏度与温度的关系符合VogelFulcher-Tammann (VFT)关系式，拟合得到脆度D*＝36，VFT温度T0＝319K，脆度参数m＝30，这说明Zr41T
采用静态拉伸方法在连续升温条件下动态地测量了大块金属玻璃Zr41Ti14Cu12.5Ni10Be22.5（Vit1）的黏度随温度的变化关系.在应变速率与温度的关系曲线中，观测到了与玻璃转变和晶化过程相联系的多个应变速率峰.在玻璃转变温度Tg以上，大块金属玻璃Zr41Ti14Cu12.5Ni10Be22.5的过冷液体呈现Newton流体特征，其黏度与温度的关系符合VogelFulcher-Tammann (VFT)关系式，拟合得到脆度D*＝36，VFT温度T0＝319K，脆度参数m＝30，这说明Zr41T
分析了铟锡氧化物IT0（Indium Tin Oxide）前驱体氢氧化铟In(OH)3的结构，理论计算了其马德隆常数和晶格能,其值分别为2.9488和-5095.21kJ/mol, 并给出了晶核表面自由能近似公式和晶核生长率的近似表达式,进而计算了采用化学沉淀法制备In(OH)3纳米粉末时的晶核形成参数, In(OH)3晶核生长初期的生长率约为0.012nm/s.
分析了铟锡氧化物IT0（Indium Tin Oxide）前驱体氢氧化铟In(OH)3的结构，理论计算了其马德隆常数和晶格能,其值分别为2.9488和-5095.21kJ/mol, 并给出了晶核表面自由能近似公式和晶核生长率的近似表达式,进而计算了采用化学沉淀法制备In(OH)3纳米粉末时的晶核形成参数, In(OH)3晶核生长初期的生长率约为0.012nm/s.
采用XeCl准分子激光对非晶碳化硅(a-SiC)薄膜的脉冲激光晶化特性进行了研究.通过原子力显微镜（AFM）和Raman光谱技术对退火前后薄膜样品的形貌、结构及物相特性进行了分析.结果表明，选用合适的激光能量采用激光退火技术能够实现a-SiC薄膜的纳米晶化.退火薄膜中的纳米颗粒大小随着激光能量密度的增加而增大；Raman谱分析结果显示了退火后的薄膜的晶态结构特性并给出了伴随退火过程存在的物相分凝现象.根据以上结果并结合激光退火特性，对a-SiC的脉冲激光晶化机理进行了讨论.
采用XeCl准分子激光对非晶碳化硅(a-SiC)薄膜的脉冲激光晶化特性进行了研究.通过原子力显微镜（AFM）和Raman光谱技术对退火前后薄膜样品的形貌、结构及物相特性进行了分析.结果表明，选用合适的激光能量采用激光退火技术能够实现a-SiC薄膜的纳米晶化.退火薄膜中的纳米颗粒大小随着激光能量密度的增加而增大；Raman谱分析结果显示了退火后的薄膜的晶态结构特性并给出了伴随退火过程存在的物相分凝现象.根据以上结果并结合激光退火特性，对a-SiC的脉冲激光晶化机理进行了讨论.
采用温度梯度法生长了熔体掺杂Ce浓度为1at%的YAlO3晶体，对于其吸收光谱、荧光光谱和x射线激发发射谱进行了表征分析.根据吸收光谱提出了一个色心模型，从而成功的解释了为什么刚生长出的晶体为粉红色，而分别经氢气和空气在1400℃退火后均能变为无色的现象和退火以后吸收光谱发生的显著变化.温度梯度法生长的Ce:YAP在330nm处存在着一定程度的自吸收和自激发.光致激发发射谱的发射主峰在368nm，而x射线激发发射谱的主发射峰红移至391nm，这表明在x射线激发下，晶体对发射光的自吸收将会减少.另外在x射线
采用温度梯度法生长了熔体掺杂Ce浓度为1at%的YAlO3晶体，对于其吸收光谱、荧光光谱和x射线激发发射谱进行了表征分析.根据吸收光谱提出了一个色心模型，从而成功的解释了为什么刚生长出的晶体为粉红色，而分别经氢气和空气在1400℃退火后均能变为无色的现象和退火以后吸收光谱发生的显著变化.温度梯度法生长的Ce:YAP在330nm处存在着一定程度的自吸收和自激发.光致激发发射谱的发射主峰在368nm，而x射线激发发射谱的主发射峰红移至391nm，这表明在x射线激发下，晶体对发射光的自吸收将会减少.另外在x射线
在位错动力学的Seeger方程基础上，引入周期场作用，把位错运动方程化为具有硬弹簧特性的Duffing方程，并利用多尺度法分析了系统的动力学特征，利用Melnikov方法讨论了系统的全局分叉和系统进入混沌状态的可能途径.结果表明，当δ/α一定，Ω不断减小时，系统逐渐向临界状态接近，然后经过无限次级联分叉进入混沌状态.
在位错动力学的Seeger方程基础上，引入周期场作用，把位错运动方程化为具有硬弹簧特性的Duffing方程，并利用多尺度法分析了系统的动力学特征，利用Melnikov方法讨论了系统的全局分叉和系统进入混沌状态的可能途径.结果表明，当δ/α一定，Ω不断减小时，系统逐渐向临界状态接近，然后经过无限次级联分叉进入混沌状态.
应用晶格动力学，结合分析型EAM模型，计算了Ag(110)表面声子频率和振动极化方向，通过比较弛豫与未弛豫表面的计算结果，发现弛豫后的结果与He原子散射实验数据符合得很好，表面振动的极化局域特征符合表面的二维对称性，沿方向的S2和S3表面模也和实验结果—致.
应用晶格动力学，结合分析型EAM模型，计算了Ag(110)表面声子频率和振动极化方向，通过比较弛豫与未弛豫表面的计算结果，发现弛豫后的结果与He原子散射实验数据符合得很好，表面振动的极化局域特征符合表面的二维对称性，沿方向的S2和S3表面模也和实验结果—致.
在合适的条件下利用阳极氧化高纯铝片，可以获得多孔结构的氧化铝，其孔径大小和排列方式都很均匀.由于孔的深度不受限制，因此可以制备出孔深很大的多孔氧化铝.这种多孔结构可以用作制备纳米材料的模板.利用0.3mol/L的草酸溶液在40V的直流电压下，采用二步氧化法获得了高质量的氧化铝多孔模板，其典型孔径值为40—70nm，孔间距约110nm，深度可达毫米量级.分析了溶液温度对结果的影响，比较了单步法和两步法获得的样品的多孔结构，认为低温下的二步氧化法可以获得很好的多孔氧化铝模板.
在合适的条件下利用阳极氧化高纯铝片，可以获得多孔结构的氧化铝，其孔径大小和排列方式都很均匀.由于孔的深度不受限制，因此可以制备出孔深很大的多孔氧化铝.这种多孔结构可以用作制备纳米材料的模板.利用0.3mol/L的草酸溶液在40V的直流电压下，采用二步氧化法获得了高质量的氧化铝多孔模板，其典型孔径值为40—70nm，孔间距约110nm，深度可达毫米量级.分析了溶液温度对结果的影响，比较了单步法和两步法获得的样品的多孔结构，认为低温下的二步氧化法可以获得很好的多孔氧化铝模板.
采用直流磁控反应溅射在Si(100)衬底上溅射得到(001)取向的V2O5薄膜.x射线衍射(XRD)、扫描电镜(SEM)和傅里叶变换红外光谱(FTIR)的结果表明，氧分压影响薄膜的成分和生长取向，在氧分压0.4Pa时溅射得到(001)取向的纳米V2O5薄膜，即沿c轴垂直衬底方向取向生长的薄膜.V2O5薄膜经过真空退火得到(001)取向的VO2薄膜，晶体颗
采用直流磁控反应溅射在Si(100)衬底上溅射得到(001)取向的V2O5薄膜.x射线衍射(XRD)、扫描电镜(SEM)和傅里叶变换红外光谱(FTIR)的结果表明，氧分压影响薄膜的成分和生长取向，在氧分压0.4Pa时溅射得到(001)取向的纳米V2O5薄膜，即沿c轴垂直衬底方向取向生长的薄膜.V2O5薄膜经过真空退火得到(001)取向的VO2薄膜，晶体颗
研究了TiN/SiC纳米多层膜中立方SiC（B1cubic SiC）的形成及其对TiN/SiC多层膜力学性能的影响.结果表明：在TiN/SiC多层膜中，非晶态的SiC层在厚度小于0.6nm时形成立方结构并与TiN形成共格外延生长的超晶格柱状晶，使多层膜产生硬度和弹性模量显著升高的超硬效应，最高硬度超过60GPa.SiC随着层厚的增加转变为非晶相，从而阻止了多层膜的共格外延生长，使薄膜呈现TiN纳米晶和SiC非晶组成的层状结构特征，同时多层膜的硬度和弹性模量下降.TiN/SiC纳米多层膜产生的超硬效应与立方
研究了TiN/SiC纳米多层膜中立方SiC（B1cubic SiC）的形成及其对TiN/SiC多层膜力学性能的影响.结果表明：在TiN/SiC多层膜中，非晶态的SiC层在厚度小于0.6nm时形成立方结构并与TiN形成共格外延生长的超晶格柱状晶，使多层膜产生硬度和弹性模量显著升高的超硬效应，最高硬度超过60GPa.SiC随着层厚的增加转变为非晶相，从而阻止了多层膜的共格外延生长，使薄膜呈现TiN纳米晶和SiC非晶组成的层状结构特征，同时多层膜的硬度和弹性模量下降.TiN/SiC纳米多层膜产生的超硬效应与立方
利用同步辐射x射线衍射和 DAC 高压技术在室温下测量了钙钛矿CaTiO3在压力0—44.53 GPa下的结构变化.结果表明，随着压力的增加CaTiO3的三个晶轴都受到不同程度的压缩，a,b的压缩率相近且相对比较大，c的压缩率最小，但没有证据表明有相变的发生.在压力范围内CaTiO3的P-V关系用Murnaghan状态方程表示，设定K′0=4，得到V0=0.2245(6)nm3和K0=222(9) GPa.应用赝立方角γpc与压力的关系，初
利用同步辐射x射线衍射和 DAC 高压技术在室温下测量了钙钛矿CaTiO3在压力0—44.53 GPa下的结构变化.结果表明，随着压力的增加CaTiO3的三个晶轴都受到不同程度的压缩，a,b的压缩率相近且相对比较大，c的压缩率最小，但没有证据表明有相变的发生.在压力范围内CaTiO3的P-V关系用Murnaghan状态方程表示，设定K′0=4，得到V0=0.2245(6)nm3和K0=222(9) GPa.应用赝立方角γpc与压力的关系，初
采用均相沉积法制备了不同Er3+离子浓度掺杂的Y2O3纳米晶, 应用XRD，SEM和PL光谱对该体系材料进行了表征.在Y2O3:Er3+纳米材料体系中, 观察和研究了Stokes及anti-Stokes PL谱强度与Er3+离子摩尔浓度变化的关系, 当Er3+离子浓度为2.0mol%时, anti-Stokes PL强度最强.粉末X
采用均相沉积法制备了不同Er3+离子浓度掺杂的Y2O3纳米晶, 应用XRD，SEM和PL光谱对该体系材料进行了表征.在Y2O3:Er3+纳米材料体系中, 观察和研究了Stokes及anti-Stokes PL谱强度与Er3+离子摩尔浓度变化的关系, 当Er3+离子浓度为2.0mol%时, anti-Stokes PL强度最强.粉末X
通过分析不同温度下HgMnTe磁性二维电子气Shubnikov-de Hass（SdH）振荡的拍频现象，研究了量子阱中电子自旋轨道相互作用和spd交换相互作用.结果表明：（1）在零磁场下，电子的自旋轨道相互作用导致电子发生零场自旋分裂；（2）在弱磁场下，电子的自旋-轨道相互作用占主导地位，并受Landau分裂和Zeeman分裂的影响，电子的自旋分裂随磁场增加而减小；（3）在高磁场下，电子的spd交换相互作用达到饱和，电子的自旋分裂主要表现为Zeeman分裂.实验证明了当电子的Zeeman分裂能量与零场
通过分析不同温度下HgMnTe磁性二维电子气Shubnikov-de Hass（SdH）振荡的拍频现象，研究了量子阱中电子自旋轨道相互作用和spd交换相互作用.结果表明：（1）在零磁场下，电子的自旋轨道相互作用导致电子发生零场自旋分裂；（2）在弱磁场下，电子的自旋-轨道相互作用占主导地位，并受Landau分裂和Zeeman分裂的影响，电子的自旋分裂随磁场增加而减小；（3）在高磁场下，电子的spd交换相互作用达到饱和，电子的自旋分裂主要表现为Zeeman分裂.实验证明了当电子的Zeeman分裂能量与零场
采用了中间场耦合图像，考虑了以前研究中被忽略的SS (spin-spin)磁相互作用以及SOO (spin-other-orbit)磁相互作用，利用完全对角化方法，研究了3d2态离子在三角对称 (C3v, D3, D3d)晶体中自旋哈密顿(SH)参量的微观起源.发现自旋哈密顿参量 (包括零场分裂参量D和g因子g∥,g⊥)来自四种耦合机理：（1）SO (spin-orbit)耦合机理; (2) SS耦合机理；（3）SOO
采用了中间场耦合图像，考虑了以前研究中被忽略的SS (spin-spin)磁相互作用以及SOO (spin-other-orbit)磁相互作用，利用完全对角化方法，研究了3d2态离子在三角对称 (C3v, D3, D3d)晶体中自旋哈密顿(SH)参量的微观起源.发现自旋哈密顿参量 (包括零场分裂参量D和g因子g∥,g⊥)来自四种耦合机理：（1）SO (spin-orbit)耦合机理; (2) SS耦合机理；（3）SOO
针对最近关于自旋注入有机体的实验研究，理论上计算了有机分子与磁性原子接触时的自旋极化现象.通过调节磁性原子的自旋劈裂强度，发现有机分子链内的自旋极化弱于金属链，但强于半导体链.同时还研究了有机分子链内自旋极化随电子-声子耦合强度的变化关系以及界面耦合的自旋相关效应.
针对最近关于自旋注入有机体的实验研究，理论上计算了有机分子与磁性原子接触时的自旋极化现象.通过调节磁性原子的自旋劈裂强度，发现有机分子链内的自旋极化弱于金属链，但强于半导体链.同时还研究了有机分子链内自旋极化随电子-声子耦合强度的变化关系以及界面耦合的自旋相关效应.
非平衡磁控溅射沉积系统的伏安特性对阴极溅射和薄膜沉积过程具有重要的影响.通过分析在常规磁控溅射沉积系统中非平衡磁场对于放电过程的影响，根据蔡尔得定律研究了非平衡磁场对磁控溅射沉积系统伏安特性影响的基本规律；根据模型和实验数据的对比证明模型正确表达了非平衡磁控溅射沉积系统中非平衡磁场对伏安特性影响的规律.
非平衡磁控溅射沉积系统的伏安特性对阴极溅射和薄膜沉积过程具有重要的影响.通过分析在常规磁控溅射沉积系统中非平衡磁场对于放电过程的影响，根据蔡尔得定律研究了非平衡磁场对磁控溅射沉积系统伏安特性影响的基本规律；根据模型和实验数据的对比证明模型正确表达了非平衡磁控溅射沉积系统中非平衡磁场对伏安特性影响的规律.
研究了双轴螺旋向性负材料中极化光波的左右旋偏振耦合效应.证明这种极化光的左-右偏振耦合效应导致在介质中传播的左右旋光具有频率移动效应.讨论了极化光左-右偏振耦合效应的起源（非局域极化效应）与它的若干应用, 如可控位置依赖频移.
研究了双轴螺旋向性负材料中极化光波的左右旋偏振耦合效应.证明这种极化光的左-右偏振耦合效应导致在介质中传播的左右旋光具有频率移动效应.讨论了极化光左-右偏振耦合效应的起源（非局域极化效应）与它的若干应用, 如可控位置依赖频移.
采用红外椭圆偏振光谱对微波等离子体化学气相沉积法（MPCVD）和热丝化学气相沉积法（H-FCVD）制备的金刚石薄膜在红外波长范围（2.5—12.5μm）的光学参数进行了测量.建立了不同的光学模型，且在模型中采用Bruggeman有效介质近似方法综合考虑了薄膜表面和界面的椭偏效应.结果表明，MPCVD金刚石膜的椭偏数据在模型引入了厚度为77.5nm的硅表面氧化层、HFCVD金刚石膜引入879nm粗糙层之后能得到很好的拟合.最后对两种模型下金刚石薄膜的折射率和消光系数进行了计算，表明MPCVD金刚石薄膜的红外
采用红外椭圆偏振光谱对微波等离子体化学气相沉积法（MPCVD）和热丝化学气相沉积法（H-FCVD）制备的金刚石薄膜在红外波长范围（2.5—12.5μm）的光学参数进行了测量.建立了不同的光学模型，且在模型中采用Bruggeman有效介质近似方法综合考虑了薄膜表面和界面的椭偏效应.结果表明，MPCVD金刚石膜的椭偏数据在模型引入了厚度为77.5nm的硅表面氧化层、HFCVD金刚石膜引入879nm粗糙层之后能得到很好的拟合.最后对两种模型下金刚石薄膜的折射率和消光系数进行了计算，表明MPCVD金刚石薄膜的红外
利用多普勒增宽谱和电子顺磁共振研究了掺硼和掺硫金刚石薄膜的缺陷状态.多普勒增宽谱的结果表明，不同杂质元素掺杂的金刚石薄膜，其中使正电子湮没的缺陷种类是相同的；正电子与不同杂质元素硼、硫之间的相互作用不明显；少量硼可使金刚石膜中的空位浓度减少.EPR结果表明，各掺杂样品的顺磁信号主要来自于金刚石的碳悬键.
利用多普勒增宽谱和电子顺磁共振研究了掺硼和掺硫金刚石薄膜的缺陷状态.多普勒增宽谱的结果表明，不同杂质元素掺杂的金刚石薄膜，其中使正电子湮没的缺陷种类是相同的；正电子与不同杂质元素硼、硫之间的相互作用不明显；少量硼可使金刚石膜中的空位浓度减少.EPR结果表明，各掺杂样品的顺磁信号主要来自于金刚石的碳悬键.
利用微波吸收相敏检测技术，对AgBrI-T颗粒乳剂中自由光电子与浅束缚光电子时间行为进行了检测，结果表明在一级衰减曲线的不同区域中增感中心对光电子衰减的作用表现不同；S+Au增感中心的电子陷阱效应随浓度的增加发生了由浅电子陷阱到深电子陷阱的转变.根据增感浓度与光电子衰减时间的对应关系，获得了S+Au最佳增感浓度.
利用微波吸收相敏检测技术，对AgBrI-T颗粒乳剂中自由光电子与浅束缚光电子时间行为进行了检测，结果表明在一级衰减曲线的不同区域中增感中心对光电子衰减的作用表现不同；S+Au增感中心的电子陷阱效应随浓度的增加发生了由浅电子陷阱到深电子陷阱的转变.根据增感浓度与光电子衰减时间的对应关系，获得了S+Au最佳增感浓度.
镁合金是一种具有发展潜力的轻合金材料，但尚有待进一步的研究.通过实验研究静磁场作用下镁合金AZ61的凝固过程及其组织，发现在施加静磁场后镁合金的组织发生明显变化，晶界减薄，溶质元素含量在晶内显著增加，而在晶界处略有下降，因此静磁场改善了镁合金的组织，对提高镁合金的性能有重要意义.
镁合金是一种具有发展潜力的轻合金材料，但尚有待进一步的研究.通过实验研究静磁场作用下镁合金AZ61的凝固过程及其组织，发现在施加静磁场后镁合金的组织发生明显变化，晶界减薄，溶质元素含量在晶内显著增加，而在晶界处略有下降，因此静磁场改善了镁合金的组织，对提高镁合金的性能有重要意义.