将模糊匹配方法与形态矩阵方法相结合，构造了形态矩阵模糊匹配关系的隶属函数，并给出 了形态矩阵的模糊匹配判据，用以比较图像的形态特征. 分析和实验结果表明，采用该方法 对图像进行匹配分析时，能够对图像进行更有效的检索.
将模糊匹配方法与形态矩阵方法相结合，构造了形态矩阵模糊匹配关系的隶属函数，并给出 了形态矩阵的模糊匹配判据，用以比较图像的形态特征. 分析和实验结果表明，采用该方法 对图像进行匹配分析时，能够对图像进行更有效的检索.
把形式不变性的方法用于研究哈密顿Ermakov系统，从哈密顿Ermakov系统的形式不变性出发，运用比较系数法得到与形式不变性相应的点对称变换生成元的表达式及势能所满足的偏微分方程.结果表明，在点对称变换下，只有自治的哈密顿Ermakov系统才具有形式不变性.
把形式不变性的方法用于研究哈密顿Ermakov系统，从哈密顿Ermakov系统的形式不变性出发，运用比较系数法得到与形式不变性相应的点对称变换生成元的表达式及势能所满足的偏微分方程.结果表明，在点对称变换下，只有自治的哈密顿Ermakov系统才具有形式不变性.
采用椭圆柱坐标及无限深势阱模型对椭圆柱形量子点进行了研究，给出了计算椭圆柱形量子点中单电子的能级结构和波函数的表达式.
采用椭圆柱坐标及无限深势阱模型对椭圆柱形量子点进行了研究，给出了计算椭圆柱形量子点中单电子的能级结构和波函数的表达式.
计算了广义球对称含荷黑洞视界上标量场的量子态数和自由能，得到了黑洞熵与视界面积成 正比的结论，表明黑洞熵就是其视界上的量子态的熵．考虑广义不确定原理对黑洞熵的影响 ，采用二维膜模型，克服了brick-wall模型中的发散困难，计算中无须任何截断，且brick- wall模型中的小质量近似也可以避免．对视界外二维膜上的量子场的熵做了级数展开讨论， 得到了一些值得探讨的结论．
计算了广义球对称含荷黑洞视界上标量场的量子态数和自由能，得到了黑洞熵与视界面积成 正比的结论，表明黑洞熵就是其视界上的量子态的熵．考虑广义不确定原理对黑洞熵的影响 ，采用二维膜模型，克服了brick-wall模型中的发散困难，计算中无须任何截断，且brick- wall模型中的小质量近似也可以避免．对视界外二维膜上的量子场的熵做了级数展开讨论， 得到了一些值得探讨的结论．
用格子Boltzmann方法建立了椭圆柱体的二维动力学模型，利用所建立的模型，数值模拟了 牛顿流体中不同形状的椭圆柱体在相同初始条件下的运动和同一椭圆柱体在不同初始条件下 的运动，并通过比较相同条件下圆柱体的运动，讨论了椭圆柱体二维运动的特征，得到了一 些有意义的结果.
用格子Boltzmann方法建立了椭圆柱体的二维动力学模型，利用所建立的模型，数值模拟了 牛顿流体中不同形状的椭圆柱体在相同初始条件下的运动和同一椭圆柱体在不同初始条件下 的运动，并通过比较相同条件下圆柱体的运动，讨论了椭圆柱体二维运动的特征，得到了一 些有意义的结果.
基于噪声的小波变换特点，结合小波包分解和模极大重构来抽取含噪信号的主分量，提出了一种基于最佳尺度分解和Volterra自适应滤波的分频预测算法，使用较少的模型训练样本，同时具有强的抗噪能力.该算法克服了传统小波分解尺度选取的盲目性及单纯Volterra预测器抗噪性能的不足，数值仿真表明，针对含强噪声的非线性信号可进行有效预测.
基于噪声的小波变换特点，结合小波包分解和模极大重构来抽取含噪信号的主分量，提出了一种基于最佳尺度分解和Volterra自适应滤波的分频预测算法，使用较少的模型训练样本，同时具有强的抗噪能力.该算法克服了传统小波分解尺度选取的盲目性及单纯Volterra预测器抗噪性能的不足，数值仿真表明，针对含强噪声的非线性信号可进行有效预测.
为更完整地研究一类特定的Duffing-Holmes方程所建立的混沌系统用于确定微弱谐波未知频 率，论证了方程存在周期解并且该解唯一；利用稳定相态周期轨迹特征成功地进行了确定谐 波频率的仿真实验；从1Hz至200Hz变阻尼比（α）计算了检测误差|Δω|；结果表明，不同 频率带宽、不同频率相应的α值选择需要经过细致仿真实验去加以确定.
为更完整地研究一类特定的Duffing-Holmes方程所建立的混沌系统用于确定微弱谐波未知频 率，论证了方程存在周期解并且该解唯一；利用稳定相态周期轨迹特征成功地进行了确定谐 波频率的仿真实验；从1Hz至200Hz变阻尼比（α）计算了检测误差|Δω|；结果表明，不同 频率带宽、不同频率相应的α值选择需要经过细致仿真实验去加以确定.
通过耦合激光混沌相位控制同步系统和光纤信道，提出外部光注入半导体激光器激光混沌相 位控制光纤同步以及混沌相位相移键控外调制光纤保密通信系统理论模型，数值实现了在相 位控制器控制下的远程光纤混沌同步.理论分析了光纤自相位调制对混沌信号以及对同步的 影响，导出了光纤混沌最大传输距离公式.通过连续键控调制相位控制器实现了光纤激光混 沌相位相移键控编码调制发射，设置接收系统相位控制器控制激光相位相移实现了光纤激光 混沌同步解调.数值模拟了具有比特率50Mbit/s远程光纤混沌数字编码通信系统的应用，详 细地进行了在远距离光纤传输中的系统参数失配以及系统抗噪声能力的数值分析.
通过耦合激光混沌相位控制同步系统和光纤信道，提出外部光注入半导体激光器激光混沌相 位控制光纤同步以及混沌相位相移键控外调制光纤保密通信系统理论模型，数值实现了在相 位控制器控制下的远程光纤混沌同步.理论分析了光纤自相位调制对混沌信号以及对同步的 影响，导出了光纤混沌最大传输距离公式.通过连续键控调制相位控制器实现了光纤激光混 沌相位相移键控编码调制发射，设置接收系统相位控制器控制激光相位相移实现了光纤激光 混沌同步解调.数值模拟了具有比特率50Mbit/s远程光纤混沌数字编码通信系统的应用，详 细地进行了在远距离光纤传输中的系统参数失配以及系统抗噪声能力的数值分析.
对完全各向同性Heisenberg铁磁链的LandauLifschitz方程的Hamilton理论建立中，Hamilton量的坐标积分和谱参数积分两种表示式不能协调地从单一守恒量导出的问题，利用规范变换完善地解决了.并可推广后处理非各向同性铁磁链的LandauLifschitz方程的Hamilton理论.
对完全各向同性Heisenberg铁磁链的LandauLifschitz方程的Hamilton理论建立中，Hamilton量的坐标积分和谱参数积分两种表示式不能协调地从单一守恒量导出的问题，利用规范变换完善地解决了.并可推广后处理非各向同性铁磁链的LandauLifschitz方程的Hamilton理论.
玻璃的最大声子能量决定稀土离子的上转换发光强度，但本研究发现：Yb3+/Er 3+共掺锗碲酸盐玻璃在980nm LD抽运下，上转换荧光强度随着Bi2O 3对PbO的取代和碱 金属离子半径的增大而明显增强.而Raman光谱显示基质玻璃的最大声子能量并不随Bi 2O3对PbO的取代和碱金属离子半径的增大而变化，但玻璃的最大声子密 度随着Bi2O3对PbO 取代和碱金属离子半径的增大而降低.从玻璃无辐射跃迁概率的角度，通过分析表明，最大 声子密度的降低是玻璃上转换发光强度增强的主要原因.
玻璃的最大声子能量决定稀土离子的上转换发光强度，但本研究发现：Yb3+/Er 3+共掺锗碲酸盐玻璃在980nm LD抽运下，上转换荧光强度随着Bi2O 3对PbO的取代和碱 金属离子半径的增大而明显增强.而Raman光谱显示基质玻璃的最大声子能量并不随Bi 2O3对PbO的取代和碱金属离子半径的增大而变化，但玻璃的最大声子密 度随着Bi2O3对PbO 取代和碱金属离子半径的增大而降低.从玻璃无辐射跃迁概率的角度，通过分析表明，最大 声子密度的降低是玻璃上转换发光强度增强的主要原因.
利用可加性规则，使用HartreeFock波函数，采用由束缚原子概念修正过的复光学势（由静 电势、交换势、修正极化势及吸收势这四部分组成），在较大的能量(30—5000eV)范围内对 电子被甲烷及氯代甲烷（CH4，CCl4，CHCl3，CH2Cl2和CH 3Cl）散射的总截面进行了计算，且将计算结果与实验结果及其他理论计算 结果进行 了比较.结果表明，利用被束缚原子概念修正过的复光学势及可加性规则进行计算，所得结 果的精度要比利用未被束缚原子概念修正的复光学势及可加性规则进行计算得到的结果好很 多.因此，在复光学势中采用束缚原子概念可提高电子被分子散射的总截面的计算准确度.
利用可加性规则，使用HartreeFock波函数，采用由束缚原子概念修正过的复光学势（由静 电势、交换势、修正极化势及吸收势这四部分组成），在较大的能量(30—5000eV)范围内对 电子被甲烷及氯代甲烷（CH4，CCl4，CHCl3，CH2Cl2和CH 3Cl）散射的总截面进行了计算，且将计算结果与实验结果及其他理论计算 结果进行 了比较.结果表明，利用被束缚原子概念修正过的复光学势及可加性规则进行计算，所得结 果的精度要比利用未被束缚原子概念修正的复光学势及可加性规则进行计算得到的结果好很 多.因此，在复光学势中采用束缚原子概念可提高电子被分子散射的总截面的计算准确度.
根据广义米理论，将入射高斯波束利用矢量球谐函数展开，研究了串粒子在轴条件下波束入 射的电磁（光）散射.讨论了波束宽度等因素对其散射特性的影响并与平面波入射的结果进 行了比较.
根据广义米理论，将入射高斯波束利用矢量球谐函数展开，研究了串粒子在轴条件下波束入 射的电磁（光）散射.讨论了波束宽度等因素对其散射特性的影响并与平面波入射的结果进 行了比较.
介绍了一种全新的轴向线聚焦方案.采用菲涅尔波带片，在实验中产生了沿轴向长为5mm，宽 100μm的线聚焦.光学测量表明，线聚焦轴向强度分布比较均匀.这些参数基本上可以满足激 光等离子体实验的要求.
介绍了一种全新的轴向线聚焦方案.采用菲涅尔波带片，在实验中产生了沿轴向长为5mm，宽 100μm的线聚焦.光学测量表明，线聚焦轴向强度分布比较均匀.这些参数基本上可以满足激 光等离子体实验的要求.
基于角谱的概念，分析了硬x射线同轴相衬成像过程，在传统相位恢复算法GS算法的基础上 ，提出了基于角谱传播的相位恢复算法——迭代角谱法（IASA），并利用数值法模拟研究了 相衬成像和相位恢复过程，从理论上验证了这一相位恢复算法.
基于角谱的概念，分析了硬x射线同轴相衬成像过程，在传统相位恢复算法GS算法的基础上 ，提出了基于角谱传播的相位恢复算法——迭代角谱法（IASA），并利用数值法模拟研究了 相衬成像和相位恢复过程，从理论上验证了这一相位恢复算法.
利用二次曝光全息干涉术实现了对单轴式声悬浮声压场的研究.分别拍摄了悬浮不同物体和 不同输出功率情况下声悬浮场的多幅全息图，并进行了对比分析.结果表明，实验中获得的 声压分布图样与由声波动方程获得的理论声压分布基本一致，其相应中轴线的强度分布也具 有很好的一致性.与以往的声场测量方法相比，二次曝光法非接触、无干扰及全场测量的优 势在声悬浮场测量中得以充分体现，该方法的引入不但简化了声悬浮场测量的实际操作，而 且可以更直观地获得全场信息，为优化声悬浮系统提供了实验依据.
利用二次曝光全息干涉术实现了对单轴式声悬浮声压场的研究.分别拍摄了悬浮不同物体和 不同输出功率情况下声悬浮场的多幅全息图，并进行了对比分析.结果表明，实验中获得的 声压分布图样与由声波动方程获得的理论声压分布基本一致，其相应中轴线的强度分布也具 有很好的一致性.与以往的声场测量方法相比，二次曝光法非接触、无干扰及全场测量的优 势在声悬浮场测量中得以充分体现，该方法的引入不但简化了声悬浮场测量的实际操作，而 且可以更直观地获得全场信息，为优化声悬浮系统提供了实验依据.
通过计算场的量子力学熵讨论了Λ型三能级原子与数态单模光场互作用系统的纠缠和退纠缠时间演化规律.结果表明，系统的纠缠呈现周期性，最大纠缠度依赖于原子初态、初始场光 子数及场失谐量与耦合系数之比.一周期内出现最大纠缠和退纠缠的次数与初始场光子数无 关.近简并下能级初始相对位相影响场熵演化，而激发态和基态之间的初始相对位相对场熵 演化无影响.
通过计算场的量子力学熵讨论了Λ型三能级原子与数态单模光场互作用系统的纠缠和退纠缠时间演化规律.结果表明，系统的纠缠呈现周期性，最大纠缠度依赖于原子初态、初始场光 子数及场失谐量与耦合系数之比.一周期内出现最大纠缠和退纠缠的次数与初始场光子数无 关.近简并下能级初始相对位相影响场熵演化，而激发态和基态之间的初始相对位相对场熵 演化无影响.
研究了由两个任意相干态构成的叠加态｜ψ〉=a｜β〉+beiφ｜mβeiδ 〉的量子统计性质，结果表明此种叠加态普遍存在着压缩效应或光子反群聚效应.叠 加态的量子效应依赖于β2和振幅系数m，同时改变相干态间的位相差δ和叠加 系数间的位相差φ也将对叠加态的压缩效应或反群聚效应起着重要的作用.
研究了由两个任意相干态构成的叠加态｜ψ〉=a｜β〉+beiφ｜mβeiδ 〉的量子统计性质，结果表明此种叠加态普遍存在着压缩效应或光子反群聚效应.叠 加态的量子效应依赖于β2和振幅系数m，同时改变相干态间的位相差δ和叠加 系数间的位相差φ也将对叠加态的压缩效应或反群聚效应起着重要的作用.
研究了处于三维光子晶体中，且在强相干的低频场的驱动下的单个二能级原子的自发辐射性质.由于低频场的影响，使得原子产生了在跃迁过程中吸收或发射一个低频光子的衰减渠道.这些跃迁导致了自发辐射的量子干涉，再加上光子晶体能带带边的作用，自发辐射被显著抑制.原子的布居俘获依赖于原子上能级与能带带边的相对位置，低频场的频率和原子不同跃迁通道间的相对跃迁强度.
研究了处于三维光子晶体中，且在强相干的低频场的驱动下的单个二能级原子的自发辐射性质.由于低频场的影响，使得原子产生了在跃迁过程中吸收或发射一个低频光子的衰减渠道.这些跃迁导致了自发辐射的量子干涉，再加上光子晶体能带带边的作用，自发辐射被显著抑制.原子的布居俘获依赖于原子上能级与能带带边的相对位置，低频场的频率和原子不同跃迁通道间的相对跃迁强度.
提出一种基于级联单端半导体光放大器（SOA）中交叉增益调制效应的新型全光逻辑与门， 建立了该方案的理论模型，数值模拟和实验实现了10Gb/s的全光逻辑与运算功能，分析了逻辑与运算结果与输入信号功率和消光比之间的关系，理论分析结果与实验结果相符合.
提出一种基于级联单端半导体光放大器（SOA）中交叉增益调制效应的新型全光逻辑与门， 建立了该方案的理论模型，数值模拟和实验实现了10Gb/s的全光逻辑与运算功能，分析了逻辑与运算结果与输入信号功率和消光比之间的关系，理论分析结果与实验结果相符合.
利用从头计算方法，在密度泛函理论上，计算了分子的电子结构和电偶极矩.通过求解麦克斯韦-布洛赫方程，研究了超短脉冲激光与硝基苯胺分子材料的相互作用，着重分析了分子的固有偶极矩对脉冲激光波形、频谱成分以及分子能级占有率产生的影响.研究结果表明，慢变幅近似和旋波近似不能很好地描述超短脉冲在PNA分子介质中传播.分子的固有偶极矩进一步使脉冲传播背离面积定理，引起了脉冲更快地分裂.当脉冲激光在PNA分子介质中以电荷转移态的激发能共振传播时，脉冲激光频谱中明显地出现了二次谐波成分，显示了该分子具有较强的双光子吸收性质.
利用从头计算方法，在密度泛函理论上，计算了分子的电子结构和电偶极矩.通过求解麦克斯韦-布洛赫方程，研究了超短脉冲激光与硝基苯胺分子材料的相互作用，着重分析了分子的固有偶极矩对脉冲激光波形、频谱成分以及分子能级占有率产生的影响.研究结果表明，慢变幅近似和旋波近似不能很好地描述超短脉冲在PNA分子介质中传播.分子的固有偶极矩进一步使脉冲传播背离面积定理，引起了脉冲更快地分裂.当脉冲激光在PNA分子介质中以电荷转移态的激发能共振传播时，脉冲激光频谱中明显地出现了二次谐波成分，显示了该分子具有较强的双光子吸收性质.
对准相位匹配周期性极化铌酸锂(PPLN)倍频进行了理论研究，并对聚焦高斯光束条件下的倍频耦合波方程进行了求解，给出了准相位匹配倍频转换效率公式，分析了晶体长度与聚焦程度的关系，在此基础上对倍频谐振腔进行了优化设计，以期获得最大的倍频转换效率.本结果对准相位匹配倍频器件的设计具有一定的指导意义.
对准相位匹配周期性极化铌酸锂(PPLN)倍频进行了理论研究，并对聚焦高斯光束条件下的倍频耦合波方程进行了求解，给出了准相位匹配倍频转换效率公式，分析了晶体长度与聚焦程度的关系，在此基础上对倍频谐振腔进行了优化设计，以期获得最大的倍频转换效率.本结果对准相位匹配倍频器件的设计具有一定的指导意义.
从二次谐波产生的理论出发，讨论了双轴晶体中二次谐波产生的相位匹配条件，推导了有效非线性光学系数的精确计算公式，以有机非线性光学晶体二苯甲酮为例，给出了对两种基波(1064μm和0808μm)二次谐波产生的相位匹配条件的数值模拟及相应的有效非线性光学系数的精确计算结果，并确定出相应的最佳相位匹配条件.
从二次谐波产生的理论出发，讨论了双轴晶体中二次谐波产生的相位匹配条件，推导了有效非线性光学系数的精确计算公式，以有机非线性光学晶体二苯甲酮为例，给出了对两种基波(1064μm和0808μm)二次谐波产生的相位匹配条件的数值模拟及相应的有效非线性光学系数的精确计算结果，并确定出相应的最佳相位匹配条件.
用数值方法分析了多个平行传播一维光伏空间亮孤子之间的相干相互作用.结果表明，同相多个孤子相互作用时，它们不同于两个孤子时的周期性的融合和分开，而是会在整体吸引靠近过程中发生孤子的逐步融合作用.多个孤子相互之间发生能量耦合作用时，可简单归结为三种基本的相互作用模式.而邻近相互反相的多个孤子相互作用时，能保持很好的稳定传播特性，其对形成孤子阵列及阵列波导具有指导意义.
用数值方法分析了多个平行传播一维光伏空间亮孤子之间的相干相互作用.结果表明，同相多个孤子相互作用时，它们不同于两个孤子时的周期性的融合和分开，而是会在整体吸引靠近过程中发生孤子的逐步融合作用.多个孤子相互之间发生能量耦合作用时，可简单归结为三种基本的相互作用模式.而邻近相互反相的多个孤子相互作用时，能保持很好的稳定传播特性，其对形成孤子阵列及阵列波导具有指导意义.
采用平面波展开加超元胞方法计算了二维正方格子磁性光子晶体的光子带隙结构，其中散射子的形状分别为长方形，正方形，六角形和圆形.结果表明绝对带隙宽度和其宽高比远大于同种结构的非磁性光子晶体.在此基础上，构成了混合型异质结，并计算了相应的传导模，发现了理想的界面传导模，而且当磁性散射子为长方形、圆形、六角形散射子时产生传导模都不需要晶格畸变，这也是磁性光子晶体异质结所具备的优点.
采用平面波展开加超元胞方法计算了二维正方格子磁性光子晶体的光子带隙结构，其中散射子的形状分别为长方形，正方形，六角形和圆形.结果表明绝对带隙宽度和其宽高比远大于同种结构的非磁性光子晶体.在此基础上，构成了混合型异质结，并计算了相应的传导模，发现了理想的界面传导模，而且当磁性散射子为长方形、圆形、六角形散射子时产生传导模都不需要晶格畸变，这也是磁性光子晶体异质结所具备的优点.
理论研究表明，在基于光子晶体的耦合腔波导中，杂质带的色散性质取决于相邻缺陷间局域电磁场的特性，而非缺陷间距离的大小.在第一布里渊区中出现的杂质带的反常色散实际上是能带折叠的结果.通过计算结构的有效折射率，证实了杂质带色散是正常色散.
理论研究表明，在基于光子晶体的耦合腔波导中，杂质带的色散性质取决于相邻缺陷间局域电磁场的特性，而非缺陷间距离的大小.在第一布里渊区中出现的杂质带的反常色散实际上是能带折叠的结果.通过计算结构的有效折射率，证实了杂质带色散是正常色散.
分析了偏振模耦合原理的分布式光纤传感器的自相干与互相干光；实验测量的干涉光证明了理论分析是正确的；利用偏振模耦合原理传感与白光干涉检测的分布式光纤传感器的空间分辨率是由光纤偏振色散系数与光源的谱宽决定的；由实验测量的偏振模耦合分布式光纤传感器的空间分辨率为6cm.
分析了偏振模耦合原理的分布式光纤传感器的自相干与互相干光；实验测量的干涉光证明了理论分析是正确的；利用偏振模耦合原理传感与白光干涉检测的分布式光纤传感器的空间分辨率是由光纤偏振色散系数与光源的谱宽决定的；由实验测量的偏振模耦合分布式光纤传感器的空间分辨率为6cm.
具有一定宽度和厚度的无穷长压电条置于均匀各向同性半空间上, 压电条在电激励下产生机械振动从而在整个空间产生声场. 将压电条取为6mm晶系, 其对称主轴沿长度方向. 针对这 种压电换能器结构, 深入研究了SH波的激发和辐射特性. 首先将压电条中的声场展开为傅里 叶级数, 而将压电条下的无界半空间中的声场展开为傅里叶积分, 然后根据边界条件得到了 整个空间中声场的求解方案, 通过数值模拟计算了声场的分布特性, 并和传统方法进行了定 量的对比和分析. 最后采用最陡下降法(鞍点法)研究并得到了压电条声辐射场的远场近似表 达式, 分析了声场的指向性规律. 结果表明只有当频率f和压电条宽度a的乘积 fa<1 kHz·m 时, 传统方法得到的结果是可靠的，当频率升高时，压电条内应力和位移呈振荡式分布，频率愈高振荡愈激烈，且与传统方法的差异愈大.本文对声学微系统与声传感器件的研究具有 重要意义.
具有一定宽度和厚度的无穷长压电条置于均匀各向同性半空间上, 压电条在电激励下产生机械振动从而在整个空间产生声场. 将压电条取为6mm晶系, 其对称主轴沿长度方向. 针对这 种压电换能器结构, 深入研究了SH波的激发和辐射特性. 首先将压电条中的声场展开为傅里 叶级数, 而将压电条下的无界半空间中的声场展开为傅里叶积分, 然后根据边界条件得到了 整个空间中声场的求解方案, 通过数值模拟计算了声场的分布特性, 并和传统方法进行了定 量的对比和分析. 最后采用最陡下降法(鞍点法)研究并得到了压电条声辐射场的远场近似表 达式, 分析了声场的指向性规律. 结果表明只有当频率f和压电条宽度a的乘积 fa<1 kHz·m 时, 传统方法得到的结果是可靠的，当频率升高时，压电条内应力和位移呈振荡式分布，频率愈高振荡愈激烈，且与传统方法的差异愈大.本文对声学微系统与声传感器件的研究具有 重要意义.
对n／p两种沟道类型、不同沟道尺寸MOSFET的1／f噪声特性进行了实验和理论研究.实验结 果表明，虽然nMOSFET的1／f噪声幅值比pMOSFET大一个数量级，但是其噪声幅值均表现出和 有效栅压的平方成反比、和漏压的平方成正比、和沟道面积成反比的规律.基于该实验结果 ，认为MOSFET的1/f噪声产生机理为位于半导体_氧化物界面附近几个纳米范围内的氧化层陷 阱通过俘获和发射过程与沟道交换载流子，在引起载流子数涨落的同时也通过库仑散射导致 沟道载流子迁移率的涨落.在这两种涨落机理的基础上，引入了氧化层陷阱的分布特征及其 与沟道交换载流子的隧穿和热激活两种方式，建立了MOSFET l／f噪声的统一模型.实验结果 和本文模型符合良好.
对n／p两种沟道类型、不同沟道尺寸MOSFET的1／f噪声特性进行了实验和理论研究.实验结 果表明，虽然nMOSFET的1／f噪声幅值比pMOSFET大一个数量级，但是其噪声幅值均表现出和 有效栅压的平方成反比、和漏压的平方成正比、和沟道面积成反比的规律.基于该实验结果 ，认为MOSFET的1/f噪声产生机理为位于半导体_氧化物界面附近几个纳米范围内的氧化层陷 阱通过俘获和发射过程与沟道交换载流子，在引起载流子数涨落的同时也通过库仑散射导致 沟道载流子迁移率的涨落.在这两种涨落机理的基础上，引入了氧化层陷阱的分布特征及其 与沟道交换载流子的隧穿和热激活两种方式，建立了MOSFET l／f噪声的统一模型.实验结果 和本文模型符合良好.
化学机械抛光（chemical mechanical polishing, CMP）是用于获取原子级平面度的有效手 段.目前，CMP的抛光液通常使用纳米级颗粒来加速切除和优化抛光质量.这类流体的流变性 能必须考虑微极性效应的影响.对考虑微极性效应的运动方程的求解，有助于了解CMP的作用 机理.数值模拟表明，微极性将提高抛光液的等效黏度从而在一定程度上提高其承载能力， 加速材料去除.这在低节距或低转速下尤为明显，体现出其具有尺寸依赖性.通过改变抛光液 中粒子的微极性，用实验研究了微极性效应对CMP中材料去除速率的影响，证明了分析的合 理性.
化学机械抛光（chemical mechanical polishing, CMP）是用于获取原子级平面度的有效手 段.目前，CMP的抛光液通常使用纳米级颗粒来加速切除和优化抛光质量.这类流体的流变性 能必须考虑微极性效应的影响.对考虑微极性效应的运动方程的求解，有助于了解CMP的作用 机理.数值模拟表明，微极性将提高抛光液的等效黏度从而在一定程度上提高其承载能力， 加速材料去除.这在低节距或低转速下尤为明显，体现出其具有尺寸依赖性.通过改变抛光液 中粒子的微极性，用实验研究了微极性效应对CMP中材料去除速率的影响，证明了分析的合 理性.
介绍了双中心原子轨道紧耦合方法计算离子原子碰撞的单俘获截面的基本原理，对于双中心 原子轨道紧耦合方法，找到一种系统化计算模型参数的方法，并根据该方法得到有关模型参 数，计算了O6+离子与H碰撞系统，所得计算结果在实验误差范围内与实验值很 好符合．
介绍了双中心原子轨道紧耦合方法计算离子原子碰撞的单俘获截面的基本原理，对于双中心 原子轨道紧耦合方法，找到一种系统化计算模型参数的方法，并根据该方法得到有关模型参 数，计算了O6+离子与H碰撞系统，所得计算结果在实验误差范围内与实验值很 好符合．
使用紧凑型汤姆生离子谱仪对喷气式Z箍缩（Z-pinch）等离子体发射的离子束能谱进行了实 验研究.紧凑型汤姆生离子谱仪由入射窗、偏转电磁场、后置针孔及CR-39探测板组成.等离 子体发射的离子束经前置针孔、谱仪入射窗准直后进入偏转电磁场偏转，由后置针孔射出轰 击探测板形成可分辩的抛物线簇.对抛物线簇进行分析处理，得到了等离子体辐射的离子束 能谱及能谱随箍缩状况的变化趋势.
使用紧凑型汤姆生离子谱仪对喷气式Z箍缩（Z-pinch）等离子体发射的离子束能谱进行了实 验研究.紧凑型汤姆生离子谱仪由入射窗、偏转电磁场、后置针孔及CR-39探测板组成.等离 子体发射的离子束经前置针孔、谱仪入射窗准直后进入偏转电磁场偏转，由后置针孔射出轰 击探测板形成可分辩的抛物线簇.对抛物线簇进行分析处理，得到了等离子体辐射的离子束 能谱及能谱随箍缩状况的变化趋势.
应用二、三维相对论电磁粒子模拟程序研究双电子束流在无碰撞等离子体中传播引起的横向 电磁(Weibel类型)不稳定性和纵向静电不稳定性的发展演化过程.讨论了纯粹Weibel不稳定 性的发生和非线性饱和过程，观察到电流束合并、磁场重联等引起的电子横向加热现象.研 究了电流束传播方向激发的静电场对快电子束传播的影响，观察到其导致的束的横向调制、 磁场通道破坏现象.对这些过程的细致研究对更好的理解快点火物理中自生磁场的产生、快 电子输运等过程有重要意义.
应用二、三维相对论电磁粒子模拟程序研究双电子束流在无碰撞等离子体中传播引起的横向 电磁(Weibel类型)不稳定性和纵向静电不稳定性的发展演化过程.讨论了纯粹Weibel不稳定 性的发生和非线性饱和过程，观察到电流束合并、磁场重联等引起的电子横向加热现象.研 究了电流束传播方向激发的静电场对快电子束传播的影响，观察到其导致的束的横向调制、 磁场通道破坏现象.对这些过程的细致研究对更好的理解快点火物理中自生磁场的产生、快 电子输运等过程有重要意义.
采用PIC-MCC方法研究了AVLIS工程中一维RF共振法离子引出和收集过程，重点研究离子在收 集板上造成的溅射损失以及离子的收集效率.模拟结果表明，RF共振法与平行板静电场法相 比，引出时间较短，碰撞损失和溅射损失较低，收集率较高；增加引出电压，可以缩短引出 时间，降低碰撞损失，但是增加了溅射损失，使得收集率降低；增大磁场强度，使碰撞损失 降低，溅射损失增加，收集率降低.
采用PIC-MCC方法研究了AVLIS工程中一维RF共振法离子引出和收集过程，重点研究离子在收 集板上造成的溅射损失以及离子的收集效率.模拟结果表明，RF共振法与平行板静电场法相 比，引出时间较短，碰撞损失和溅射损失较低，收集率较高；增加引出电压，可以缩短引出 时间，降低碰撞损失，但是增加了溅射损失，使得收集率降低；增大磁场强度，使碰撞损失 降低，溅射损失增加，收集率降低.
测量了电子回旋共振（ECR）氩等离子体中Ar的1s5亚稳态粒子数密度，在气压 为02—0 8 Pa、功率为500—700W的范围内，利用吸收光谱法测量了Ar原子8115 nm谱线的吸收强 度，得到1s5亚稳态粒子数密度为1×1015—4×1015 m -3.本文综合考 虑基态和1s5亚稳态粒子的激发对Ar发射谱线强度的贡献后，用两条发射谱线强 度之比得 到电子温度.结果表明，计入了1s5亚稳态激发的贡献后，所得到的电子温度与 只考虑基态的贡献得到的电子温度相比存在较大的差别.
测量了电子回旋共振（ECR）氩等离子体中Ar的1s5亚稳态粒子数密度，在气压 为02—0 8 Pa、功率为500—700W的范围内，利用吸收光谱法测量了Ar原子8115 nm谱线的吸收强 度，得到1s5亚稳态粒子数密度为1×1015—4×1015 m -3.本文综合考 虑基态和1s5亚稳态粒子的激发对Ar发射谱线强度的贡献后，用两条发射谱线强 度之比得 到电子温度.结果表明，计入了1s5亚稳态激发的贡献后，所得到的电子温度与 只考虑基态的贡献得到的电子温度相比存在较大的差别.
研究了一种利用新型催化剂制备单壁纳米碳管（SWNTs）的工艺方法.将金属铈的氧化物（Ce O2）与石墨粉按一定比例混合，填充到已打好孔的石墨棒中制成复合石墨电极 ，以其为阳 极在高温氦电弧中实施电弧放电.放电后的生成物经高分辨透射电子显微镜（HRTEM）和拉曼 光谱(Raman)的观察及分析表明：生成物中含有大量呈束状存在的单壁纳米碳管，管径均匀 ，平均直径为120—132nm.
研究了一种利用新型催化剂制备单壁纳米碳管（SWNTs）的工艺方法.将金属铈的氧化物（Ce O2）与石墨粉按一定比例混合，填充到已打好孔的石墨棒中制成复合石墨电极 ，以其为阳 极在高温氦电弧中实施电弧放电.放电后的生成物经高分辨透射电子显微镜（HRTEM）和拉曼 光谱(Raman)的观察及分析表明：生成物中含有大量呈束状存在的单壁纳米碳管，管径均匀 ，平均直径为120—132nm.
二次放电是造成空间高压大功率太阳阵功率损失的主要原因.通过地面模拟实验研究，确定 了二次放电阈值电压并监测了二次放电脉冲电流，对高压太阳阵二次放电特性及其击穿机理 进行了讨论.结果表明，高压太阳阵工作电压和电池串间电流的提高增加了高压太阳阵发生 二次放电事件的可能性；通过采用特殊的结构设计和在太阳阵电池串之间涂覆RTV胶，可以 有效抑制二次放电事件的发生.
二次放电是造成空间高压大功率太阳阵功率损失的主要原因.通过地面模拟实验研究，确定 了二次放电阈值电压并监测了二次放电脉冲电流，对高压太阳阵二次放电特性及其击穿机理 进行了讨论.结果表明，高压太阳阵工作电压和电池串间电流的提高增加了高压太阳阵发生 二次放电事件的可能性；通过采用特殊的结构设计和在太阳阵电池串之间涂覆RTV胶，可以 有效抑制二次放电事件的发生.
利用双水电极介质阻挡放电装置，采用光谱方法测量了大气压氩气介质阻挡放电微放电通道 中的电子温度的时间演化.选取波长为69654nm(2P2→1S5)，763 51nm(2P6→1S5 )，77242nm(2P2→1S3)的氩原子谱线进行了时间分辨测量.实验 发现在放电期间，电 压波形开始下降，在放电熄灭后又开始上升.高能级为2P2的跃迁（77242nm和 69654nm ）比2P6的跃迁76351nm要延迟几十ns.根据其时间分辨谱，估算了微放电中的 电子激发 温度的时间演化，结果表明，电子激发温度并不是一个恒定值，而是随时间变化的.当放电 电流达到最大值，即电子密度达到最大值时，其电子温度并未达到最大值，而经过200ns 后 才达到最大值.
利用双水电极介质阻挡放电装置，采用光谱方法测量了大气压氩气介质阻挡放电微放电通道 中的电子温度的时间演化.选取波长为69654nm(2P2→1S5)，763 51nm(2P6→1S5 )，77242nm(2P2→1S3)的氩原子谱线进行了时间分辨测量.实验 发现在放电期间，电 压波形开始下降，在放电熄灭后又开始上升.高能级为2P2的跃迁（77242nm和 69654nm ）比2P6的跃迁76351nm要延迟几十ns.根据其时间分辨谱，估算了微放电中的 电子激发 温度的时间演化，结果表明，电子激发温度并不是一个恒定值，而是随时间变化的.当放电 电流达到最大值，即电子密度达到最大值时，其电子温度并未达到最大值，而经过200ns 后 才达到最大值.
采用x射线小角散射（SAXS）技术研究了由射频等离子体增强化学气相沉积（rf-PECVD）、 热丝化学气相沉积(HWCVD)和等离子体助热丝化学气相沉积(PE-HWCVD)技术制备的微晶硅（ μc-Si:H）薄膜的微结构.实验发现，在相同晶态比的情况下，PECVD沉积的μc-Si:H薄膜微 空洞体积比小，结构较致密，HWCVD沉积的μ-Si:H薄膜微空洞体积比大，结构较为疏松，PE -HWCVD沉积的μc-Si:H薄膜，由于等离子体的敲打作用，与HWCVD样品相比，微结构得到明 显改善.采用HWCVD二步法和PE-HWCVD加适量Ar离子分别沉积μc-Si:H薄膜，实验表明，微结 构参数得到了进一步改善.45°倾角的SAXS测量显示，不同方法制备的μc-Si:H薄膜中微空 洞分布都呈各向异性.红外光谱测量也证实了SAXS的结果.
采用x射线小角散射（SAXS）技术研究了由射频等离子体增强化学气相沉积（rf-PECVD）、 热丝化学气相沉积(HWCVD)和等离子体助热丝化学气相沉积(PE-HWCVD)技术制备的微晶硅（ μc-Si:H）薄膜的微结构.实验发现，在相同晶态比的情况下，PECVD沉积的μc-Si:H薄膜微 空洞体积比小，结构较致密，HWCVD沉积的μ-Si:H薄膜微空洞体积比大，结构较为疏松，PE -HWCVD沉积的μc-Si:H薄膜，由于等离子体的敲打作用，与HWCVD样品相比，微结构得到明 显改善.采用HWCVD二步法和PE-HWCVD加适量Ar离子分别沉积μc-Si:H薄膜，实验表明，微结 构参数得到了进一步改善.45°倾角的SAXS测量显示，不同方法制备的μc-Si:H薄膜中微空 洞分布都呈各向异性.红外光谱测量也证实了SAXS的结果.
合成了(Nd1-xErx)3Fe25Cr40(0≤x≤10)系列化 合物并采用x射线衍射和磁测量等手段研究了它们的结构和磁性. 发现当0≤x≤08时化合物保持Nd3(Fe,Ti)29型结构，属于单斜晶系，A2/m空间群 ，当082Ni17结构 ，P63/m mc空间群. 随着Er含量的增加，化合物的居里温度TＣ和饱和磁化强度Ms单调下降. 当x=0时，Nd3Fe25Cr40化合物的易磁化方 向非常靠近［040］ 方向, 仅略微偏离1∶5结构的基面，但随Er含量的增加，(Nd1-xErx)3Fe25Cr40化合物的易磁化方向从靠 近［040］方向转向靠近［4 0 2］方向，同时与1 ∶5结构的基面所成的倾角也增大. 通过测量交流磁化率发现，x=0—04和x=10的化合 物在低温下出现自旋重取向. 在x=0—04的化合物中，自旋重取向温度Tsr 随Er含量增加单调升高. 用高达13T的磁场测量难磁化方向的磁化曲线发现，在0≤x≤0 8的化合物中发生了一级磁化过程(FOMP)，其临界场Bcr随Er含量的增加而 降低.
合成了(Nd1-xErx)3Fe25Cr40(0≤x≤10)系列化 合物并采用x射线衍射和磁测量等手段研究了它们的结构和磁性. 发现当0≤x≤08时化合物保持Nd3(Fe,Ti)29型结构，属于单斜晶系，A2/m空间群 ，当082Ni17结构 ，P63/m mc空间群. 随着Er含量的增加，化合物的居里温度TＣ和饱和磁化强度Ms单调下降. 当x=0时，Nd3Fe25Cr40化合物的易磁化方 向非常靠近［040］ 方向, 仅略微偏离1∶5结构的基面，但随Er含量的增加，(Nd1-xErx)3Fe25Cr40化合物的易磁化方向从靠 近［040］方向转向靠近［4 0 2］方向，同时与1 ∶5结构的基面所成的倾角也增大. 通过测量交流磁化率发现，x=0—04和x=10的化合 物在低温下出现自旋重取向. 在x=0—04的化合物中，自旋重取向温度Tsr 随Er含量增加单调升高. 用高达13T的磁场测量难磁化方向的磁化曲线发现，在0≤x≤0 8的化合物中发生了一级磁化过程(FOMP)，其临界场Bcr随Er含量的增加而 降低.
基于Landauer公式，研究了有限长的非公度和公度双壁碳纳米管的电子输运性顾，结果表明 ，双壁管的几何结构对其电子输运性质有显著的影响：非公度的双壁碳管的电导随能量的不 同，既可以是弹道型的，也可以是非弹道型的；由armchair管组成的公度的双壁碳管的电导 随能量变化呈现快速的电导振荡，并且此快速振荡叠加在背景慢振荡上，而zigzag管组成的 公度双壁管的电导随能量变化只有快速振荡、没有规则的慢振荡背景.
基于Landauer公式，研究了有限长的非公度和公度双壁碳纳米管的电子输运性顾，结果表明 ，双壁管的几何结构对其电子输运性质有显著的影响：非公度的双壁碳管的电导随能量的不 同，既可以是弹道型的，也可以是非弹道型的；由armchair管组成的公度的双壁碳管的电导 随能量变化呈现快速的电导振荡，并且此快速振荡叠加在背景慢振荡上，而zigzag管组成的 公度双壁管的电导随能量变化只有快速振荡、没有规则的慢振荡背景.
建立了一种新的介质模型，其弹性模量在声波处于压缩状态时较大，而在膨胀状态时较小. 在这种介质中，纯的压缩或膨胀波的传播特性与一般弹性介质类似，只是它们分别以压缩声 速或膨胀声速传播.但当它们在某一区域中同时存在时，它们之间会相互耦合，产生非常强 的非线性效应.对这两种波在对行和追赶两种情况的耦合特性作了详细地模拟计算.结果显示 在两种情况下，压缩波和膨胀波的耦合均会造成体系的膨胀.体系的膨胀与压缩弹性模量和 膨胀弹性模量的相对差有关.此外，还对弹性模量随声波压力连续变化的体系进行了模拟计 算.结果证实由非连续变化的弹性模量所得的结论可由连续变化的弹性模量的极限情况得到.
建立了一种新的介质模型，其弹性模量在声波处于压缩状态时较大，而在膨胀状态时较小. 在这种介质中，纯的压缩或膨胀波的传播特性与一般弹性介质类似，只是它们分别以压缩声 速或膨胀声速传播.但当它们在某一区域中同时存在时，它们之间会相互耦合，产生非常强 的非线性效应.对这两种波在对行和追赶两种情况的耦合特性作了详细地模拟计算.结果显示 在两种情况下，压缩波和膨胀波的耦合均会造成体系的膨胀.体系的膨胀与压缩弹性模量和 膨胀弹性模量的相对差有关.此外，还对弹性模量随声波压力连续变化的体系进行了模拟计 算.结果证实由非连续变化的弹性模量所得的结论可由连续变化的弹性模量的极限情况得到.
对铝、铜和钨在冲击压缩状态下的剪切模量和屈服强度的实验数据进行了综合分析，并与St einberg-Cochran-Guinan(SCG)模型的计算结果进行了比较，结果表明，铝在50 GPa、铜在1 00 GPa、钨在200 GPa冲击压力以内，三种材料的剪切模量和屈服强度随温度和压力的变化 趋势基本相似，即SCG模型的假设Y′pY0=G′pG 0,Y′TY0=G′TG0对这三种材料在上述冲击压力范围内近似成立，利用该模型可以较好地描述材料在冲击压缩 下的本构行为.
对铝、铜和钨在冲击压缩状态下的剪切模量和屈服强度的实验数据进行了综合分析，并与St einberg-Cochran-Guinan(SCG)模型的计算结果进行了比较，结果表明，铝在50 GPa、铜在1 00 GPa、钨在200 GPa冲击压力以内，三种材料的剪切模量和屈服强度随温度和压力的变化 趋势基本相似，即SCG模型的假设Y′pY0=G′pG 0,Y′TY0=G′TG0对这三种材料在上述冲击压力范围内近似成立，利用该模型可以较好地描述材料在冲击压缩 下的本构行为.
运用负本征值理论，探讨了非对角无序、维数效应对低维无序系统电子结构的影响，研究表 明，非对角无序和维数效应对低维无序系统电子结构的影响很大.非对角无序主要体现出系 统的结构变化和粒子边界效应；从一维单链、准一维双链到准一维三链无序系统，电子局域 化程度加大，电子能带结构更复杂，体现出显著的维数效应.
运用负本征值理论，探讨了非对角无序、维数效应对低维无序系统电子结构的影响，研究表 明，非对角无序和维数效应对低维无序系统电子结构的影响很大.非对角无序主要体现出系 统的结构变化和粒子边界效应；从一维单链、准一维双链到准一维三链无序系统，电子局域 化程度加大，电子能带结构更复杂，体现出显著的维数效应.
依据Adam和Jessop关于固-液-气三相接触线具有静摩擦性的观点，能从浸润接触角数据推算 出固体的表面张力系数，但结果显然会与摩擦条件的具体形式有关.以报道的不锈钢和聚丙 烯实验数据为例，通过对比Mises和Amonton两种摩擦定律给出的表面张力系数，后者给出的 张力才具有总是随表面粗糙性的增大而增加的Wenzel效应，以及当固-液，固-气界面的张力 系数之差等于液-气界面的张力系数时，退后角将变为零的全浸润条件.这似乎表明用Amonto n定律描写接触线的静摩擦要更为合理.
依据Adam和Jessop关于固-液-气三相接触线具有静摩擦性的观点，能从浸润接触角数据推算 出固体的表面张力系数，但结果显然会与摩擦条件的具体形式有关.以报道的不锈钢和聚丙 烯实验数据为例，通过对比Mises和Amonton两种摩擦定律给出的表面张力系数，后者给出的 张力才具有总是随表面粗糙性的增大而增加的Wenzel效应，以及当固-液，固-气界面的张力 系数之差等于液-气界面的张力系数时，退后角将变为零的全浸润条件.这似乎表明用Amonto n定律描写接触线的静摩擦要更为合理.
采用程序升温热脱附(TPD)实验方法测定了NO在TiO2表面吸附后的脱附谱，利用 分子轨道 理论研究了TiO2吸附NO的原子簇模型及吸附前后的原子簇能级变化.结果表明， NO在TiO2表面吸附后可在两个峰值温度450 和980 K脱附出N2.TiO 2表面经预覆氧处理后，N2 的脱附量降低.吸附时NO中的O能够占据TiO2表面氧空位并与N脱离，而N原子则 相互结合成 为N2脱附.分子轨道理论计算证明在TiO2(110)表面能够存在氧空位 并具备吸附NO的结构条件.
采用程序升温热脱附(TPD)实验方法测定了NO在TiO2表面吸附后的脱附谱，利用 分子轨道 理论研究了TiO2吸附NO的原子簇模型及吸附前后的原子簇能级变化.结果表明， NO在TiO2表面吸附后可在两个峰值温度450 和980 K脱附出N2.TiO 2表面经预覆氧处理后，N2 的脱附量降低.吸附时NO中的O能够占据TiO2表面氧空位并与N脱离，而N原子则 相互结合成 为N2脱附.分子轨道理论计算证明在TiO2(110)表面能够存在氧空位 并具备吸附NO的结构条件.
对经典的DLA模型进行改进，研究了薄膜的二维生长过程.通过改变表征吸附原子在基底扩散 能力的参量DT，DC以及表征沉积速率的参量DV，得到 了与实验一致的薄 膜分形生长模式和团状生长模式.分析了薄膜的形核阶段原子团的大小分布，以及不同条件 下原子团的数目和大小随覆盖度的变化.
对经典的DLA模型进行改进，研究了薄膜的二维生长过程.通过改变表征吸附原子在基底扩散 能力的参量DT，DC以及表征沉积速率的参量DV，得到 了与实验一致的薄 膜分形生长模式和团状生长模式.分析了薄膜的形核阶段原子团的大小分布，以及不同条件 下原子团的数目和大小随覆盖度的变化.
报道了硅纳米孔柱阵列（Si-NPA），Fe3O4复合的Si-NPA（Fe 3O4/Si-NPA）两种薄 膜材料的制备方法并对其形貌和结构进行了表征，研究了其电容湿度传感特性.结果表明，S i-NPA，Fe3O4/Si-NPA均为微米/纳米结构复合体系.当环境相对湿 度从11％上升到95％ 时，采用100 Hz的信号频率进行测试，以Si-NPA和Fe3O4/Si-NPA 为电介质材料制成的湿 敏元件的电容增加值分别为起始值的1500％和5500％；采用1000 Hz的信号频率测试时，则 分别为起始值的800％和12000％，显示出两种材料较高的湿度灵敏性和较强的绝对电容输出 信号强度.同时，在升湿和降湿过程中，Si-NPA，Fe3O4/Si-NPA都 具有较快的响应速度 ，其响应时间分别为15 s，5 s和20 s，15 s.文章结合材料的形貌和结构特性对其物理机理 进行了分析.上述结果表明，Si-NPA无论是直接作为湿度薄膜传感材料还是作为复合薄膜湿 度传感材料的衬底都具有很好的前景.
报道了硅纳米孔柱阵列（Si-NPA），Fe3O4复合的Si-NPA（Fe 3O4/Si-NPA）两种薄 膜材料的制备方法并对其形貌和结构进行了表征，研究了其电容湿度传感特性.结果表明，S i-NPA，Fe3O4/Si-NPA均为微米/纳米结构复合体系.当环境相对湿 度从11％上升到95％ 时，采用100 Hz的信号频率进行测试，以Si-NPA和Fe3O4/Si-NPA 为电介质材料制成的湿 敏元件的电容增加值分别为起始值的1500％和5500％；采用1000 Hz的信号频率测试时，则 分别为起始值的800％和12000％，显示出两种材料较高的湿度灵敏性和较强的绝对电容输出 信号强度.同时，在升湿和降湿过程中，Si-NPA，Fe3O4/Si-NPA都 具有较快的响应速度 ，其响应时间分别为15 s，5 s和20 s，15 s.文章结合材料的形貌和结构特性对其物理机理 进行了分析.上述结果表明，Si-NPA无论是直接作为湿度薄膜传感材料还是作为复合薄膜湿 度传感材料的衬底都具有很好的前景.
使用Airy函数和传递矩阵方法精确计算了一维定态薛定谔方程，并推广到多势垒结构，求解出有/无偏压作用的2,3势垒结构的准束缚能级，进一步研究了有/无偏压作用的2,3势垒结构的准束缚能级与有效质量和外加电压的关系，并对结论的正确性进行了验证． 另外，文中 还指出了有些文章中关于Airy传递矩阵法与计算偏压下多势垒结构的准束缚能级的错误陈述 .
使用Airy函数和传递矩阵方法精确计算了一维定态薛定谔方程，并推广到多势垒结构，求解出有/无偏压作用的2,3势垒结构的准束缚能级，进一步研究了有/无偏压作用的2,3势垒结构的准束缚能级与有效质量和外加电压的关系，并对结论的正确性进行了验证． 另外，文中 还指出了有些文章中关于Airy传递矩阵法与计算偏压下多势垒结构的准束缚能级的错误陈述 .
采用分子动力学(MD)模拟研究了离子束辅助沉积(1BAD)生长类金刚石(DLC)膜的物理过程.分 别选C2分子和Ar离子作为沉积源和辅助沉积粒子.改变Ar的入射能量和到达比(A r／C)，研 究了它对DLC膜结构的影响.重点讨论了Ar辅助沉积引起表面原子的瞬间活性变化对薄膜结构 产生的影响.分析表明，由于Ar离子的轰击引起的能量和动量的传递，大大地增强了C原子在 表面的反冲动能及迁移概率，增加了合成薄膜的SP3键含量.研究结果和实验 观察一致，并从合成机理上给出了一些定量解释.
采用分子动力学(MD)模拟研究了离子束辅助沉积(1BAD)生长类金刚石(DLC)膜的物理过程.分 别选C2分子和Ar离子作为沉积源和辅助沉积粒子.改变Ar的入射能量和到达比(A r／C)，研 究了它对DLC膜结构的影响.重点讨论了Ar辅助沉积引起表面原子的瞬间活性变化对薄膜结构 产生的影响.分析表明，由于Ar离子的轰击引起的能量和动量的传递，大大地增强了C原子在 表面的反冲动能及迁移概率，增加了合成薄膜的SP3键含量.研究结果和实验 观察一致，并从合成机理上给出了一些定量解释.
在二维正方绝缘铁磁系统基础上建立了一个磁振子-声子相互作用模型.利用格林函数方法研 究了磁振子-声子相互作用下的二维绝缘铁磁体的磁振子谱, 计算了布里渊区的主要对称点 线上的磁振子色散曲线.发现在布里渊区边界区域磁振子谱的软化和磁振子谱线增宽最明显. 比较了纵向声子与横向声子对磁振子谱的软化与磁振子谱线增宽的影响，也讨论了各项参数 的变化对磁振子谱的软化与磁振子谱线增宽的影响.
在二维正方绝缘铁磁系统基础上建立了一个磁振子-声子相互作用模型.利用格林函数方法研 究了磁振子-声子相互作用下的二维绝缘铁磁体的磁振子谱, 计算了布里渊区的主要对称点 线上的磁振子色散曲线.发现在布里渊区边界区域磁振子谱的软化和磁振子谱线增宽最明显. 比较了纵向声子与横向声子对磁振子谱的软化与磁振子谱线增宽的影响，也讨论了各项参数 的变化对磁振子谱的软化与磁振子谱线增宽的影响.
在低温（15K—25K）和强磁场（0—10T）条件下，对二维电子气占据两个子带的Si调制掺杂AlGaN/GaN异质结构进行磁输运测量.在一定温度范围内观察到磁阻拍频现象.根据Sander等人和Raikh等人给出的磁阻振荡的具体表达式，拟合实验结果表明磁阻拍频是由第一子带S dH振荡和磁致子带间散射引起的磁阻振荡导致的.
在低温（15K—25K）和强磁场（0—10T）条件下，对二维电子气占据两个子带的Si调制掺杂AlGaN/GaN异质结构进行磁输运测量.在一定温度范围内观察到磁阻拍频现象.根据Sander等人和Raikh等人给出的磁阻振荡的具体表达式，拟合实验结果表明磁阻拍频是由第一子带S dH振荡和磁致子带间散射引起的磁阻振荡导致的.
报导了在镍薄膜中掺入少量Mo提高了镍硅化物的热稳定性.结果表明，经650— 800℃快速热 退火形成的Ni(Mo)Si硅化物薄膜电阻值较低，约为2．4(Ω／□).XRD分析表明薄膜中只存在 NiSi相，而没有NiSi2生成.由吉布斯自由能理论分析表明在Ni薄膜中掺人5．9 ％Mo对改善 Ni硅化物热稳定性起到至关重要的作用.经650—800℃快速热退火后的 Ni(Mo)Si／Si肖特基 二极管电学特性良好，势垒高度ΦB为0．64—0．66eV，理想因子接近于1，更 进一步证明掺少量的Mo能够改善NiSi薄膜的热稳定性.
报导了在镍薄膜中掺入少量Mo提高了镍硅化物的热稳定性.结果表明，经650— 800℃快速热 退火形成的Ni(Mo)Si硅化物薄膜电阻值较低，约为2．4(Ω／□).XRD分析表明薄膜中只存在 NiSi相，而没有NiSi2生成.由吉布斯自由能理论分析表明在Ni薄膜中掺人5．9 ％Mo对改善 Ni硅化物热稳定性起到至关重要的作用.经650—800℃快速热退火后的 Ni(Mo)Si／Si肖特基 二极管电学特性良好，势垒高度ΦB为0．64—0．66eV，理想因子接近于1，更 进一步证明掺少量的Mo能够改善NiSi薄膜的热稳定性.
快中子辐照直拉硅(CZ-Si)经400—450℃热处理后，空位_双氧复合体(VO2)是其 主要 的缺陷.在300—500℃热处理快中子辐照的CZ_Si后，IR光谱中有919．6cm-1和 1006cm-1两个吸收峰伴随VO2(889cm-1)出现，这两个IR吸收 峰是VO2的一种亚稳态缺陷(O-V-O)引起的，此缺陷态是由一个VO(A中心)与次临近的一个 间隙氧原子(Oi)相互作用所形成的.在300℃延长退火时间或升高退火温度，都 会使(O -V-O)转变为稳态VO2.辐照剂量在1019数量级，经400—450℃热处 理所形成的缺陷主要为多空位型，而VO2被抑制.
快中子辐照直拉硅(CZ-Si)经400—450℃热处理后，空位_双氧复合体(VO2)是其 主要 的缺陷.在300—500℃热处理快中子辐照的CZ_Si后，IR光谱中有919．6cm-1和 1006cm-1两个吸收峰伴随VO2(889cm-1)出现，这两个IR吸收 峰是VO2的一种亚稳态缺陷(O-V-O)引起的，此缺陷态是由一个VO(A中心)与次临近的一个 间隙氧原子(Oi)相互作用所形成的.在300℃延长退火时间或升高退火温度，都 会使(O -V-O)转变为稳态VO2.辐照剂量在1019数量级，经400—450℃热处 理所形成的缺陷主要为多空位型，而VO2被抑制.
对所研制的短波光伏碲镉汞器件进行了变温电流-电压特性和低频噪声研究，测试温度范围255—293K.实验结果表明随着温度的下降，器件的优值因子R0A从45×103Ωcm2增加到7×104Ωcm2.器件在低频区的主要噪 声成分是1/f噪声和产生-复合噪声，在高频区主要是散粒噪声.在测试的偏压内，器件的1/f噪声功率谱密度与流过器件的电流的平方成正比，器件的Hooge系数为3×10-4—7×10-4.从噪声 功率谱密度曲线分析中得到产生-复合噪声的特征时间常数τ，通过τ的温度特性得到了器件的深能级.
对所研制的短波光伏碲镉汞器件进行了变温电流-电压特性和低频噪声研究，测试温度范围255—293K.实验结果表明随着温度的下降，器件的优值因子R0A从45×103Ωcm2增加到7×104Ωcm2.器件在低频区的主要噪 声成分是1/f噪声和产生-复合噪声，在高频区主要是散粒噪声.在测试的偏压内，器件的1/f噪声功率谱密度与流过器件的电流的平方成正比，器件的Hooge系数为3×10-4—7×10-4.从噪声 功率谱密度曲线分析中得到产生-复合噪声的特征时间常数τ，通过τ的温度特性得到了器件的深能级.
在氮气氛中，以GaP纳米晶为原料，在相对较低的反应温度下，通过N-P取代的气相化学反应 制备立方相β-GaN纳米晶.这是由于GaP纳米晶具有较大的比表面积和表面众多的空位键，使 之具有较高的反应活性造成的.不同升温速率造成不同的化学反应机理，从而生成不同形貌 的β-GaN纳米晶材料.
在氮气氛中，以GaP纳米晶为原料，在相对较低的反应温度下，通过N-P取代的气相化学反应 制备立方相β-GaN纳米晶.这是由于GaP纳米晶具有较大的比表面积和表面众多的空位键，使 之具有较高的反应活性造成的.不同升温速率造成不同的化学反应机理，从而生成不同形貌 的β-GaN纳米晶材料.
用时间分辨光谱研究了很大的Te组分范围内的ZnS1-xTex（x=00 05—085）合金的发光动力学特性，结果表明：不同形态的Te等电子中心具有不同的辐射复 合寿命，从几个ns到几十个ns的范围内变化，当x＝015左右时，寿命达到最大值（约 40ns）.其物理机理源于不同的Te等电子中心具有不同的局域化特性.当Te组分较小时，等 电子中心从Te1逐渐演变到Te2，Te3或Te4 时，相应发光寿命增加，表现出不断增强 的激子发光局域化特性；而当Te组分较大时，Te原子团变得较大，其局域势与基体原子势的 相互作用增强，等电子中心的局域化特性减弱，而基体价带扩展态特征变得明显起来，相应 发光寿命逐渐减小.还研究了激子束缚能随Te组分的变化以及发光强度随温度的变化关系， 所得结果进一步支持了时间分辨光谱研究所得到的结论.
用时间分辨光谱研究了很大的Te组分范围内的ZnS1-xTex（x=00 05—085）合金的发光动力学特性，结果表明：不同形态的Te等电子中心具有不同的辐射复 合寿命，从几个ns到几十个ns的范围内变化，当x＝015左右时，寿命达到最大值（约 40ns）.其物理机理源于不同的Te等电子中心具有不同的局域化特性.当Te组分较小时，等 电子中心从Te1逐渐演变到Te2，Te3或Te4 时，相应发光寿命增加，表现出不断增强 的激子发光局域化特性；而当Te组分较大时，Te原子团变得较大，其局域势与基体原子势的 相互作用增强，等电子中心的局域化特性减弱，而基体价带扩展态特征变得明显起来，相应 发光寿命逐渐减小.还研究了激子束缚能随Te组分的变化以及发光强度随温度的变化关系， 所得结果进一步支持了时间分辨光谱研究所得到的结论.
采用有效质量模型和非线性弹性理论计算了不同尺寸InAs/GaAs量子点的静压光谱发光峰的 压力系数(PC).量子点峰位随压力的变化主要来自禁带宽度和电子束缚能随压力变化两方面 的贡献.由于InAs/GaAs量子点是一个应变体系，体系的晶格常数，失配应变和弹性系数均随 外加压力变化，使得加压后量子点的禁带宽度相对于非应变体系略有减小，同时势垒高度增 加，电子束缚程度增加.两者共同作用引起的InAs应变层的禁带宽度压力系数减小是导致量 子点的压力系数小于InAs体材料的主要原因.同时计算结果表明，电子束缚能随压力变化对 不同尺寸量子点的压力系数的影响不同，量子点尺寸越小，受其影响越大，压力系数也越大 .
采用有效质量模型和非线性弹性理论计算了不同尺寸InAs/GaAs量子点的静压光谱发光峰的 压力系数(PC).量子点峰位随压力的变化主要来自禁带宽度和电子束缚能随压力变化两方面 的贡献.由于InAs/GaAs量子点是一个应变体系，体系的晶格常数，失配应变和弹性系数均随 外加压力变化，使得加压后量子点的禁带宽度相对于非应变体系略有减小，同时势垒高度增 加，电子束缚程度增加.两者共同作用引起的InAs应变层的禁带宽度压力系数减小是导致量 子点的压力系数小于InAs体材料的主要原因.同时计算结果表明，电子束缚能随压力变化对 不同尺寸量子点的压力系数的影响不同，量子点尺寸越小，受其影响越大，压力系数也越大 .
采用自洽场方法计算MIM体系在电场作用下分子场系数、态密度和局域电子态密度的变化.结果表明，分子场系数分布呈现弦函数形式；随电场增大，能带向深能量延伸并且能级峰间分离的更明显，以及构成电流通道的3dm群原子轨道交叠态的重叠量增大，提高 了电荷输运的能力.该分析为探讨SPP对电荷输运影响的建立奠定了基础.
采用自洽场方法计算MIM体系在电场作用下分子场系数、态密度和局域电子态密度的变化.结果表明，分子场系数分布呈现弦函数形式；随电场增大，能带向深能量延伸并且能级峰间分离的更明显，以及构成电流通道的3dm群原子轨道交叠态的重叠量增大，提高 了电荷输运的能力.该分析为探讨SPP对电荷输运影响的建立奠定了基础.
基于介观电容可看作介观隧道结的物理事实，利用旋波近似方法，对介观LC电路进行量子化处理，量子化后介观LC电路系统等效为一个克尔系统.再利用热场动力学理论方法 研究了介观LC电路在有限温度时热克尔态下电荷和磁通的量子涨落，并对结果进行了讨 论.
基于介观电容可看作介观隧道结的物理事实，利用旋波近似方法，对介观LC电路进行量子化处理，量子化后介观LC电路系统等效为一个克尔系统.再利用热场动力学理论方法 研究了介观LC电路在有限温度时热克尔态下电荷和磁通的量子涨落，并对结果进行了讨 论.
通过分析门极换流晶闸管（GCT）透明阳极的电流输运过程，研究了透明阳极的机理，导出 了透明阳极电子电流密度的表达式.并利用MEDICI软件对GCT的开关特性进行了模拟，验证了 理论分析的正确性.另外，将GCT与具有普通阳极的门极可关断晶闸管（GTO）进行比较，分 析了透明阳极的特性，结果表明将透明阳极与缓冲层结合使用，可以更好地协调GCT的阻断 特性、通态特性及开关特性之间的矛盾，从而有效地改善GCT的综合特性.结论得到了实验结 果的证实.
通过分析门极换流晶闸管（GCT）透明阳极的电流输运过程，研究了透明阳极的机理，导出 了透明阳极电子电流密度的表达式.并利用MEDICI软件对GCT的开关特性进行了模拟，验证了 理论分析的正确性.另外，将GCT与具有普通阳极的门极可关断晶闸管（GTO）进行比较，分 析了透明阳极的特性，结果表明将透明阳极与缓冲层结合使用，可以更好地协调GCT的阻断 特性、通态特性及开关特性之间的矛盾，从而有效地改善GCT的综合特性.结论得到了实验结 果的证实.
运用AMPS(Analysis of Microelectronic and Photonic Structures)模拟分析了TCO/p_a_SiC:H/i_a_Si:H/n_a_Si:H/metal结构的异质结非晶硅太阳电池中的p/i界面的价带失配以及TCO/p,n/metal界面接触势垒对电池光电特性的影响.分析总结了非晶硅基薄膜太阳电池中J-V曲线异常拐弯现象的种类和可能原因.
运用AMPS(Analysis of Microelectronic and Photonic Structures)模拟分析了TCO/p_a_SiC:H/i_a_Si:H/n_a_Si:H/metal结构的异质结非晶硅太阳电池中的p/i界面的价带失配以及TCO/p,n/metal界面接触势垒对电池光电特性的影响.分析总结了非晶硅基薄膜太阳电池中J-V曲线异常拐弯现象的种类和可能原因.
对c轴择优取向的熔融织构样品(Nd0.33Eu0.33Gd0.33) Ba2Cu3O7-δ（含Gd(211)相）的磁通跳跃现象进行 了系统研究.结果表明，在外加磁 场平行于样品c轴条件下，在2到3K的温度范围内明显观测到了部分磁通跳跃现象，而 在5K及以上温区并未出现.在磁场垂直于样品的c轴情况，在2K到Tc的整个温 区都没有观察到磁通跳跃现象.这种各向异性磁通跳跃现象可归因于各向异性钉扎力和几何 退磁因子的结果.随着温度的增加，磁通跳跃数目减少，且M(H)曲线的第三象限是磁通 跳跃的最不稳定过程.最后，研究了磁通跳跃对磁场扫描速率的依赖关系，并讨论了磁通蠕 动对磁通跳跃的影响.
对c轴择优取向的熔融织构样品(Nd0.33Eu0.33Gd0.33) Ba2Cu3O7-δ（含Gd(211)相）的磁通跳跃现象进行 了系统研究.结果表明，在外加磁 场平行于样品c轴条件下，在2到3K的温度范围内明显观测到了部分磁通跳跃现象，而 在5K及以上温区并未出现.在磁场垂直于样品的c轴情况，在2K到Tc的整个温 区都没有观察到磁通跳跃现象.这种各向异性磁通跳跃现象可归因于各向异性钉扎力和几何 退磁因子的结果.随着温度的增加，磁通跳跃数目减少，且M(H)曲线的第三象限是磁通 跳跃的最不稳定过程.最后，研究了磁通跳跃对磁场扫描速率的依赖关系，并讨论了磁通蠕 动对磁通跳跃的影响.
通过求解Bogoliubov-de Gennes(BdG)方程，利用推广的Blonder-Tinkham-Klapwijk(BTK)理 论，计算了考虑结界面粗糙散射情况下正常金属-绝缘层-铁磁超导结（N/I/FS）的微分电导 .研究表明，铁磁超导态中的磁交换能Eh能使微分电导峰产生Zeeman劈裂， 劈裂峰的 能量间隔为2Eh，结界面势垒散射和结界面粗糙散射降低了隧道结的微分电导峰 值.
通过求解Bogoliubov-de Gennes(BdG)方程，利用推广的Blonder-Tinkham-Klapwijk(BTK)理 论，计算了考虑结界面粗糙散射情况下正常金属-绝缘层-铁磁超导结（N/I/FS）的微分电导 .研究表明，铁磁超导态中的磁交换能Eh能使微分电导峰产生Zeeman劈裂， 劈裂峰的 能量间隔为2Eh，结界面势垒散射和结界面粗糙散射降低了隧道结的微分电导峰 值.
在正常金属／绝缘层／s波超导隧道结（NIS结）中，以方势垒描述绝缘层对准粒子输运的影 响，运用Bogoliubov_de Gennes（BdG）方程、Blonder_Tinkham_Klapwijk(BTK)理论，计算 了NIS隧道结中的准粒子输运系数和微分电导.研究表明,微分电导随绝缘层厚度的变化呈振 荡和衰减两种趋势，其振荡的周期和衰减的快慢均强烈地依赖于绝缘层的势垒值以及V=Δ 0/e的偏压值，电导峰的高低及峰的位置与绝缘层厚度密切相关，显示了比δ势 描述更为丰富多彩的隧道谱.
在正常金属／绝缘层／s波超导隧道结（NIS结）中，以方势垒描述绝缘层对准粒子输运的影 响，运用Bogoliubov_de Gennes（BdG）方程、Blonder_Tinkham_Klapwijk(BTK)理论，计算 了NIS隧道结中的准粒子输运系数和微分电导.研究表明,微分电导随绝缘层厚度的变化呈振 荡和衰减两种趋势，其振荡的周期和衰减的快慢均强烈地依赖于绝缘层的势垒值以及V=Δ 0/e的偏压值，电导峰的高低及峰的位置与绝缘层厚度密切相关，显示了比δ势 描述更为丰富多彩的隧道谱.
报道了利用蓝宝石介质谐振器技术测量MgB2超导薄膜的微波表面电阻Rs、0K时的穿透深度λ(0)和超导能隙Δ(0).λ(0)和Δ(0)的值是通过先测量样品穿透深度λ(T)的变化量Δλ(T)，然后由BCS理论模型拟合Δλ(T)的实验数据得到的.测试样 品是利用化学气相沉积技术在MgO(111)基片上制备的c轴织构的MgB2超导薄膜， 薄膜的超导转变温度和转变宽度分别为38K和01K.微波测试结果表明在10K，18GHz下M gB2薄膜的Rs约为100μΩ，可以和高质量的YBCO薄膜的Rs值相比拟；BCS理论拟合得到的MgB2超导薄膜的λ(0)=102nm，Δ(0)=113k Tc.
报道了利用蓝宝石介质谐振器技术测量MgB2超导薄膜的微波表面电阻Rs、0K时的穿透深度λ(0)和超导能隙Δ(0).λ(0)和Δ(0)的值是通过先测量样品穿透深度λ(T)的变化量Δλ(T)，然后由BCS理论模型拟合Δλ(T)的实验数据得到的.测试样 品是利用化学气相沉积技术在MgO(111)基片上制备的c轴织构的MgB2超导薄膜， 薄膜的超导转变温度和转变宽度分别为38K和01K.微波测试结果表明在10K，18GHz下M gB2薄膜的Rs约为100μΩ，可以和高质量的YBCO薄膜的Rs值相比拟；BCS理论拟合得到的MgB2超导薄膜的λ(0)=102nm，Δ(0)=113k Tc.
采用Lanczos数值计算方法研究了具有Dzyaloshinskii-Moriya（DM）相互作用和Kaplan-She khtman-Entin-Wohlman-Aharony（KSEA）相互作用的一维spin-Peierls（s-P）系统的基态 行为.计算结果发现KSEA相互作用总是不利于系统二聚化，并且它还影响DM相互作用对系统 二聚化的贡献，甚至可以抵消其作用；在某些特定条件下, KSEA和DM的共同作用可以破坏系 统的二聚化基态而转化为均匀基态.
采用Lanczos数值计算方法研究了具有Dzyaloshinskii-Moriya（DM）相互作用和Kaplan-She khtman-Entin-Wohlman-Aharony（KSEA）相互作用的一维spin-Peierls（s-P）系统的基态 行为.计算结果发现KSEA相互作用总是不利于系统二聚化，并且它还影响DM相互作用对系统 二聚化的贡献，甚至可以抵消其作用；在某些特定条件下, KSEA和DM的共同作用可以破坏系 统的二聚化基态而转化为均匀基态.
通过x射线衍射及磁测量手段研究了Tb2Fe15.5Cr1.5化 合物的热膨胀性质及本征磁致伸缩性质.研究结果表明Tb2Fe15.5Cr 1.5化合物在293—672K的温度范围内具有六角相的Th2Ni17型结构.在432—522K的温度范围内具有负热膨胀 性质，其平均热膨胀系数=-157×10-5/K.对本征磁致伸缩的研究结果表明Tb2Fe15.5Cr1.5化合物中存在着较强的各向异性的本 征磁致伸缩，293K时其本征体磁致伸缩约为84×10-3，晶格畸变主要发生在c 轴方向上.磁测量研究结果表明Tb2Fe15.5Cr1.5化合物的居里温度约为494K，比其母 合金Tb2Fe17高约80K.
通过x射线衍射及磁测量手段研究了Tb2Fe15.5Cr1.5化 合物的热膨胀性质及本征磁致伸缩性质.研究结果表明Tb2Fe15.5Cr 1.5化合物在293—672K的温度范围内具有六角相的Th2Ni17型结构.在432—522K的温度范围内具有负热膨胀 性质，其平均热膨胀系数=-157×10-5/K.对本征磁致伸缩的研究结果表明Tb2Fe15.5Cr1.5化合物中存在着较强的各向异性的本 征磁致伸缩，293K时其本征体磁致伸缩约为84×10-3，晶格畸变主要发生在c 轴方向上.磁测量研究结果表明Tb2Fe15.5Cr1.5化合物的居里温度约为494K，比其母 合金Tb2Fe17高约80K.
采用平面霍尔效应测量方法，对Ta(8nm)/NiFe(7nm)/Cu(24nm)/NiFe(44nm)/FeMn(14nm)/Ta(6nm)自旋阀多层膜进行了研究.结果表明，在样品中存在着自由层和被钉扎层之间的各向异性磁电阻的“混合”效应.与通常所采用的磁电阻测量方法相结合，平面霍尔效应的测 量可以给出自旋阀中各向异性磁电阻以及自由层和被钉扎层的磁矩随外场变化的更多信息.
采用平面霍尔效应测量方法，对Ta(8nm)/NiFe(7nm)/Cu(24nm)/NiFe(44nm)/FeMn(14nm)/Ta(6nm)自旋阀多层膜进行了研究.结果表明，在样品中存在着自由层和被钉扎层之间的各向异性磁电阻的“混合”效应.与通常所采用的磁电阻测量方法相结合，平面霍尔效应的测 量可以给出自旋阀中各向异性磁电阻以及自由层和被钉扎层的磁矩随外场变化的更多信息.
掺杂锰氧化物La0.9Sr0.1MnO3薄膜被直接沉积在n型 硅基片上，构成p-n结.这种p-n结在很宽的温度范围内都有很好的整流特性.研究结果表明， 这种p-n结的结电阻对低磁场敏感，在3×10-2T的磁场下，磁电阻可达70％.磁 电阻的正负依赖于温度.磁电阻的大小可通过加在p-n结上的电压调节.
掺杂锰氧化物La0.9Sr0.1MnO3薄膜被直接沉积在n型 硅基片上，构成p-n结.这种p-n结在很宽的温度范围内都有很好的整流特性.研究结果表明， 这种p-n结的结电阻对低磁场敏感，在3×10-2T的磁场下，磁电阻可达70％.磁 电阻的正负依赖于温度.磁电阻的大小可通过加在p-n结上的电压调节.
制备了Bi7Ti4NbO21，Bi4Ti3O12及Nb掺杂Bi4Ti3O12(Nb-Bi4Ti3O12)层状结构铁电陶瓷材料.结合Nb-Bi 4Ti3O12的介电温谱和 退极化实验结果，研究了Bi7Ti4NbO21的晶体结构 对其介电、压电性能的影响 .高分辨透射电镜结果表明，在Bi7Ti4NbO21中， 沿着c轴方向，(Bi2Ti3O10)2-和(BiTiNbO7)2-两个类钙钛矿层分别 与(Bi2O2)2+层叠加堆积而成.这种晶体结构决定了Bi7Ti4NbO21的 介电温谱在668℃和845℃出现介 电双峰.结合极化样品的退化实验分析，说明材料在这两个温度附近发生了铁电—铁电相变 、铁电—顺电相变，分别是(Bi2Ti3O10)2-和(BiTiNbO7)2-层状 结构发生微观结构相变的结果.在退极化过程中，由于受热时钙钛矿层内空位引起的缺陷偶 极子的定向排列受到破坏，引起材料部分退极化，表现为300℃热处理后Bi7Ti 4NbO 21的压电活性降低了10%，显示了室温下材料的压电性能来源于自发极化的固有电 偶极子和缺陷偶极子的共同贡献.
制备了Bi7Ti4NbO21，Bi4Ti3O12及Nb掺杂Bi4Ti3O12(Nb-Bi4Ti3O12)层状结构铁电陶瓷材料.结合Nb-Bi 4Ti3O12的介电温谱和 退极化实验结果，研究了Bi7Ti4NbO21的晶体结构 对其介电、压电性能的影响 .高分辨透射电镜结果表明，在Bi7Ti4NbO21中， 沿着c轴方向，(Bi2Ti3O10)2-和(BiTiNbO7)2-两个类钙钛矿层分别 与(Bi2O2)2+层叠加堆积而成.这种晶体结构决定了Bi7Ti4NbO21的 介电温谱在668℃和845℃出现介 电双峰.结合极化样品的退化实验分析，说明材料在这两个温度附近发生了铁电—铁电相变 、铁电—顺电相变，分别是(Bi2Ti3O10)2-和(BiTiNbO7)2-层状 结构发生微观结构相变的结果.在退极化过程中，由于受热时钙钛矿层内空位引起的缺陷偶 极子的定向排列受到破坏，引起材料部分退极化，表现为300℃热处理后Bi7Ti 4NbO 21的压电活性降低了10%，显示了室温下材料的压电性能来源于自发极化的固有电 偶极子和缺陷偶极子的共同贡献.
采用水热腐蚀技术在单晶硅衬底上制备出一种新的硅微米／纳米结构复合体系——硅纳米孔柱阵列(Si-NPA)，并对其表面形貌、结构及光学特性进行研究.Si-NPA的结构复合性体现为 在微米和纳米两个尺度上形成了三个分明的结构层次，即微米尺度的硅柱阵列结构、硅柱上 的纳米多孔结构以及组成孔壁的硅纳米晶粒.积分光反射谱和荧光光谱测试表明，Si-NPA具 有良好的光吸收和光致发光特性.依据Si－NPA积分反射谱的实验数据，采用Kramers-Kronig 变换关系计算得到了Si-NPA的复折射率和复介电函数、吸收系数等光学常数，并由此讨论了 Si-NPA相对于单晶硅的光学特性发生显著变化的原因.最后，通过分析Si-NPA的光吸收系数 与入射光子能量之间的关系，揭示出Si-NPA具有直接带隙半导体的电子结构特征，而且理论 计算得到的Si-NPA的带隙能与其光致发光谱的峰位能很好符合.
采用水热腐蚀技术在单晶硅衬底上制备出一种新的硅微米／纳米结构复合体系——硅纳米孔柱阵列(Si-NPA)，并对其表面形貌、结构及光学特性进行研究.Si-NPA的结构复合性体现为 在微米和纳米两个尺度上形成了三个分明的结构层次，即微米尺度的硅柱阵列结构、硅柱上 的纳米多孔结构以及组成孔壁的硅纳米晶粒.积分光反射谱和荧光光谱测试表明，Si-NPA具 有良好的光吸收和光致发光特性.依据Si－NPA积分反射谱的实验数据，采用Kramers-Kronig 变换关系计算得到了Si-NPA的复折射率和复介电函数、吸收系数等光学常数，并由此讨论了 Si-NPA相对于单晶硅的光学特性发生显著变化的原因.最后，通过分析Si-NPA的光吸收系数 与入射光子能量之间的关系，揭示出Si-NPA具有直接带隙半导体的电子结构特征，而且理论 计算得到的Si-NPA的带隙能与其光致发光谱的峰位能很好符合.
提出了一种二维光子晶体偏振分光镜的设计方法,介绍了光栅基板上用Ge/BaF2 多层膜实现二维光子晶体偏振分光镜的优化设计.结果表明，TE模式的光子禁带宽度为0083(2πc/a, a是光栅的周期),设计的偏振波长从172μm到24μm，相对带宽为331％.此光子晶体偏振器件制作简单,具有实用性.
提出了一种二维光子晶体偏振分光镜的设计方法,介绍了光栅基板上用Ge/BaF2 多层膜实现二维光子晶体偏振分光镜的优化设计.结果表明，TE模式的光子禁带宽度为0083(2πc/a, a是光栅的周期),设计的偏振波长从172μm到24μm，相对带宽为331％.此光子晶体偏振器件制作简单,具有实用性.
采用基于密度泛函理论的分子动力学方法，对α-Al2O3(0001)表面 Al，O原子空位缺陷及其对ZnO吸附进行了理论计算.电子局域函数显示了表面空位处的电子密度变化，表面Al原子空缺处有非常明显的缺电子区域，悬挂键临近O的电子密度增大，有利于对Zn的吸附；O原子空缺处的Al原子处存在孤立电子，其ELF值为005—03，将有利于同电负性较大的O或O2-结合.通过吸附动力学模拟与体系能量的计算发现，表面缺陷显著增强了表面 的化学吸附，空缺原子处都被吸附原子填补，吸附结合能远大于单晶表面的情况.在Al空缺的表面，由于ZnO的O与表面O形成双键，破坏了α-Al2O3(0001)表面O六 角对称结构，减小了 O的表面扩散，从而不利于规则的ZnO薄膜生长.相反，O的空缺表面，弥补了α-Al2O3(0001)表面O空位缺陷，不影响基片表面O六角对称结构.
采用基于密度泛函理论的分子动力学方法，对α-Al2O3(0001)表面 Al，O原子空位缺陷及其对ZnO吸附进行了理论计算.电子局域函数显示了表面空位处的电子密度变化，表面Al原子空缺处有非常明显的缺电子区域，悬挂键临近O的电子密度增大，有利于对Zn的吸附；O原子空缺处的Al原子处存在孤立电子，其ELF值为005—03，将有利于同电负性较大的O或O2-结合.通过吸附动力学模拟与体系能量的计算发现，表面缺陷显著增强了表面 的化学吸附，空缺原子处都被吸附原子填补，吸附结合能远大于单晶表面的情况.在Al空缺的表面，由于ZnO的O与表面O形成双键，破坏了α-Al2O3(0001)表面O六 角对称结构，减小了 O的表面扩散，从而不利于规则的ZnO薄膜生长.相反，O的空缺表面，弥补了α-Al2O3(0001)表面O空位缺陷，不影响基片表面O六角对称结构.
利用高温固相反应法分别合成了不同物相形成机理的Sr2CeO4，Sr 2CeO4∶Ca 2+和Sr2CeO4∶Ba2+样品，并对其光谱特性进行 了研究.结果发现，对于由SrO和CeO2直接反应生成的Sr2CeO4(Ⅰ)，激发主峰位于256nm 左右；而对于SrCeO3和SrO反应生成的Sr2CeO4(Ⅱ)，激发主峰位于279nm左右.在Sr2CeO4(Ⅰ)中掺入Ca2+，其激发光谱随着Ca2+离子浓度的增加逐渐接近于Sr2CeO4(Ⅱ)的激发光谱.激发主峰带应属于CeO6八面体终端Ce4+—O2-键的电荷迁移 带.对于激发光谱中340nm左右的弱激发峰，其峰值波长不受形成机理及Ca2+掺杂的影响，只是其强度 随着 激发主峰的红移而增加，它可能属于CeO6八面体平面上Ce4+—O2-键的电荷 迁移带.形成机理及Ca2+掺杂对发射光谱没有影响.Ca2+在Sr 2CeO 4(Ⅱ)与Ba2+在Sr2CeO4(Ⅰ)和(Ⅱ)中均难 于替代Sr2+的位置.
利用高温固相反应法分别合成了不同物相形成机理的Sr2CeO4，Sr 2CeO4∶Ca 2+和Sr2CeO4∶Ba2+样品，并对其光谱特性进行 了研究.结果发现，对于由SrO和CeO2直接反应生成的Sr2CeO4(Ⅰ)，激发主峰位于256nm 左右；而对于SrCeO3和SrO反应生成的Sr2CeO4(Ⅱ)，激发主峰位于279nm左右.在Sr2CeO4(Ⅰ)中掺入Ca2+，其激发光谱随着Ca2+离子浓度的增加逐渐接近于Sr2CeO4(Ⅱ)的激发光谱.激发主峰带应属于CeO6八面体终端Ce4+—O2-键的电荷迁移 带.对于激发光谱中340nm左右的弱激发峰，其峰值波长不受形成机理及Ca2+掺杂的影响，只是其强度 随着 激发主峰的红移而增加，它可能属于CeO6八面体平面上Ce4+—O2-键的电荷 迁移带.形成机理及Ca2+掺杂对发射光谱没有影响.Ca2+在Sr 2CeO 4(Ⅱ)与Ba2+在Sr2CeO4(Ⅰ)和(Ⅱ)中均难 于替代Sr2+的位置.
研究了一种新型掺Er3+碲酸盐玻璃的光谱性质；应用Judd-Ofelt理论计算了碲 酸盐玻璃中Er3+离子的强度参数Ω(Ω2=479×10-20 cm2,Ω4= 152×10-20cm2,Ω6=066×10-20cm2)，计算了离子的自发跃迁概 率，荧光分支比；应用McCumber理论计算了Er3+的受激发射截面(σe=1040×1 0-21cm2)，Er3+离子4I13/ 2→4I15/2发射谱的 荧光半高宽(FWHM=655nm)及各能级的荧光寿命(4I13/2 能级为τrad =399ms)；比较了不同基质玻璃以及不同类型碲酸盐玻璃中Er3+离子的光谱 特性， 结果表明该掺铒碲酸盐玻璃具有更好的光谱性能，更适合于掺Er3+光纤放大 器实现宽带和高增益放大.
研究了一种新型掺Er3+碲酸盐玻璃的光谱性质；应用Judd-Ofelt理论计算了碲 酸盐玻璃中Er3+离子的强度参数Ω(Ω2=479×10-20 cm2,Ω4= 152×10-20cm2,Ω6=066×10-20cm2)，计算了离子的自发跃迁概 率，荧光分支比；应用McCumber理论计算了Er3+的受激发射截面(σe=1040×1 0-21cm2)，Er3+离子4I13/ 2→4I15/2发射谱的 荧光半高宽(FWHM=655nm)及各能级的荧光寿命(4I13/2 能级为τrad =399ms)；比较了不同基质玻璃以及不同类型碲酸盐玻璃中Er3+离子的光谱 特性， 结果表明该掺铒碲酸盐玻璃具有更好的光谱性能，更适合于掺Er3+光纤放大 器实现宽带和高增益放大.
制备了Er3+和Yb3+共掺的碲钨酸盐玻璃样品65TeO2-25 WO3-10RmOn(RmOn=PbO,BaO),(65+x)TeO2-(25-x)WO 3-10La2O3 (x=0,5,10), (60+x)TeO2-(30 -x)WO3-10Bi2O3 (x=0,5,10).测试了玻璃样品的吸收光谱、荧光光谱、能级寿命及热稳定性能.结果表明除含Bi 2O3的碲钨酸盐玻璃外，其余玻璃样品均没出现析晶开始温度(Tx)，说明碲钨酸盐 是一种适合于光纤拉制的玻璃基质材料.应用Judd-Ofelt理论计算了强度参数Ωt(t=2, 4,6)，研究表明Ω2在碲钨酸盐玻璃中主要受到Er-O键的共价性的影响，而Er3 + 离子周围配位场的非对称性影响可以忽略.测得了Er3+在15 μm发射谱的荧光 半高宽 (FWHM=71—77nm)和Er3+的4I13/2能级寿命 (τm=3—34 ms).应用McCumber理论计算了Er3+在15 μm处的受激发射截面(σpeak=068—103×10-20 cm2).比较了Er3+在不同玻璃基质里 的15 μm荧光带宽和发射截面，研究结果表明碲钨酸盐玻璃是一种制备宽带光纤放大器的理想基质材料.
制备了Er3+和Yb3+共掺的碲钨酸盐玻璃样品65TeO2-25 WO3-10RmOn(RmOn=PbO,BaO),(65+x)TeO2-(25-x)WO 3-10La2O3 (x=0,5,10), (60+x)TeO2-(30 -x)WO3-10Bi2O3 (x=0,5,10).测试了玻璃样品的吸收光谱、荧光光谱、能级寿命及热稳定性能.结果表明除含Bi 2O3的碲钨酸盐玻璃外，其余玻璃样品均没出现析晶开始温度(Tx)，说明碲钨酸盐 是一种适合于光纤拉制的玻璃基质材料.应用Judd-Ofelt理论计算了强度参数Ωt(t=2, 4,6)，研究表明Ω2在碲钨酸盐玻璃中主要受到Er-O键的共价性的影响，而Er3 + 离子周围配位场的非对称性影响可以忽略.测得了Er3+在15 μm发射谱的荧光 半高宽 (FWHM=71—77nm)和Er3+的4I13/2能级寿命 (τm=3—34 ms).应用McCumber理论计算了Er3+在15 μm处的受激发射截面(σpeak=068—103×10-20 cm2).比较了Er3+在不同玻璃基质里 的15 μm荧光带宽和发射截面，研究结果表明碲钨酸盐玻璃是一种制备宽带光纤放大器的理想基质材料.
应用多种光谱手段研究了分子束外延生长在半绝缘的(001)GaAs衬底上的低氮含量的GaNAs中 三元合金态的光学特性.变温PL谱揭示了合金态的本征特性以及其与氮的杂质态的根本区别 ，而脉冲激发的光荧光谱则进一步显示了合金态的本征光学特性.最后还研究了GaNAs的吸收 光谱特征.
应用多种光谱手段研究了分子束外延生长在半绝缘的(001)GaAs衬底上的低氮含量的GaNAs中 三元合金态的光学特性.变温PL谱揭示了合金态的本征特性以及其与氮的杂质态的根本区别 ，而脉冲激发的光荧光谱则进一步显示了合金态的本征光学特性.最后还研究了GaNAs的吸收 光谱特征.
采用直流反应磁控溅射法在玻璃和石英衬底上沉积了ZnO薄膜, 然后将它们在H２S气流中 硫化得到ZnS薄膜．用x射线粉末衍射仪(XRD)、扫描电子显微镜(SEM)和UV-VIS透过光谱对Zn S薄膜样品进行了分析．结果表明, 该ZnS薄膜为六角晶体结构, 沿(002)晶面择优取向生长, 其结晶状态和透过光谱与工作气压、Ar/O２流量比密切相关. 当气压高于1Pa 时, 得 到厚度很小的ZnS薄膜; 而气压低于1Pa时, 沉积的ZnO薄膜则不能全部反应生成ZnS. 另外, 当Ar/O２流量比低于4∶1或高于4∶1时, 结晶状态都会变差. 此外, 由于ZnS薄 膜具有高 的沿(002)晶面择优取向的生长特性, 使得退火或未退火ZnO薄膜硫化后的晶粒尺寸变化很小 .
采用直流反应磁控溅射法在玻璃和石英衬底上沉积了ZnO薄膜, 然后将它们在H２S气流中 硫化得到ZnS薄膜．用x射线粉末衍射仪(XRD)、扫描电子显微镜(SEM)和UV-VIS透过光谱对Zn S薄膜样品进行了分析．结果表明, 该ZnS薄膜为六角晶体结构, 沿(002)晶面择优取向生长, 其结晶状态和透过光谱与工作气压、Ar/O２流量比密切相关. 当气压高于1Pa 时, 得 到厚度很小的ZnS薄膜; 而气压低于1Pa时, 沉积的ZnO薄膜则不能全部反应生成ZnS. 另外, 当Ar/O２流量比低于4∶1或高于4∶1时, 结晶状态都会变差. 此外, 由于ZnS薄 膜具有高 的沿(002)晶面择优取向的生长特性, 使得退火或未退火ZnO薄膜硫化后的晶粒尺寸变化很小 .
利用光学发射谱技术对螺旋波等离子体化学气相沉积纳米硅薄膜的等离子体内活性粒子的光发射特征进行了原位测量.研究了薄膜沉积过程中各实验参量对活性基团SiH*， Hβ以及Hα的发射谱强度的影响.实验结果表明，静态磁场的加入可显著提高反应气体 的解离效率 ；适当的氢稀释可以提高氢活性粒子的浓度，而过高的氢稀释比将使含硅活性基团浓度显著 减小；提高射频馈入功率整体上可以使各活性粒子的浓度增加，并有利于提高到达衬底表面 氢活性粒子的相对比例.结合螺旋波等离子体色散关系和等离子体特点对以上结果进行了分 析.该结果为螺旋波等离子体沉积纳米硅薄膜过程的理解及制备工艺参数的调整提供了基础 数据.
利用光学发射谱技术对螺旋波等离子体化学气相沉积纳米硅薄膜的等离子体内活性粒子的光发射特征进行了原位测量.研究了薄膜沉积过程中各实验参量对活性基团SiH*， Hβ以及Hα的发射谱强度的影响.实验结果表明，静态磁场的加入可显著提高反应气体 的解离效率 ；适当的氢稀释可以提高氢活性粒子的浓度，而过高的氢稀释比将使含硅活性基团浓度显著 减小；提高射频馈入功率整体上可以使各活性粒子的浓度增加，并有利于提高到达衬底表面 氢活性粒子的相对比例.结合螺旋波等离子体色散关系和等离子体特点对以上结果进行了分 析.该结果为螺旋波等离子体沉积纳米硅薄膜过程的理解及制备工艺参数的调整提供了基础 数据.
阐述了反应等离子喷涂(RPS)方法的基本思想.利用气体隧道等离子喷枪，通过RPS方法在Q23 5钢基底上成功制备了氮化钛涂层.检测了TiN涂层在不同载荷下的显微硬度，结果显示TiN涂层具有明显的硬度压痕尺寸效应，在高载荷下加工硬化效应较弱.XRD,TEM及HRTEM等分析 表明,通过RPS方法制备得到了纳米TiN涂层，涂层由直径约为50—70nm的TiN晶粒及非晶Ti N所组成.
阐述了反应等离子喷涂(RPS)方法的基本思想.利用气体隧道等离子喷枪，通过RPS方法在Q23 5钢基底上成功制备了氮化钛涂层.检测了TiN涂层在不同载荷下的显微硬度，结果显示TiN涂层具有明显的硬度压痕尺寸效应，在高载荷下加工硬化效应较弱.XRD,TEM及HRTEM等分析 表明,通过RPS方法制备得到了纳米TiN涂层，涂层由直径约为50—70nm的TiN晶粒及非晶Ti N所组成.
用两步固相反应法合成了p型Ba填充方钴矿化合物Ba0.3FeCo3S b１2，并采用放电等离子烧结法(SPS)制备了Ba0.3FeCo3Sb１2／多壁碳纳米管复合材料. 研究了Ba0.3FeCo3Sb１2／多壁碳纳米管复合 材料的结构及多壁碳纳米管对 其热电性能的影响规律：SEM分析表明多壁碳纳米管比较均匀地分布在Ba0.3 FeCo3S b１2基体中；随着碳纳米管添加量的增加，Ba0.3FeCo3Sb１2/多壁碳 纳米管复合材料的电导率下降、塞贝克系数略微下降、晶格热导率大幅度降低，当碳纳米管 含量为5％时其晶格热导率最小；当碳纳米管的含量为3％时，本研究得到的Ba0.3FeCo3Sb１2/碳纳米管复合材料的最大ZT值达078.
用两步固相反应法合成了p型Ba填充方钴矿化合物Ba0.3FeCo3S b１2，并采用放电等离子烧结法(SPS)制备了Ba0.3FeCo3Sb１2／多壁碳纳米管复合材料. 研究了Ba0.3FeCo3Sb１2／多壁碳纳米管复合 材料的结构及多壁碳纳米管对 其热电性能的影响规律：SEM分析表明多壁碳纳米管比较均匀地分布在Ba0.3 FeCo3S b１2基体中；随着碳纳米管添加量的增加，Ba0.3FeCo3Sb１2/多壁碳 纳米管复合材料的电导率下降、塞贝克系数略微下降、晶格热导率大幅度降低，当碳纳米管 含量为5％时其晶格热导率最小；当碳纳米管的含量为3％时，本研究得到的Ba0.3FeCo3Sb１2/碳纳米管复合材料的最大ZT值达078.
采用连续成型方式压制了纳米ZnO素坯，考察了素坯密度、烧结时间、致密化温度等参数与 成型方式的关系.用场发射扫描电镜表征了烧结体微观组织特征.测定了ZnO纳米块体材料中 硬度随烧结温度的变化规律.结果表明，采用连续成型方式可使素坯密度提高56％、烧结时 间缩短了3h、致密化温度降低200℃.场发射扫描电镜显示烧结体内部密度及颗粒尺寸分布 均匀.硬度测定结果显示ZnO纳米块体材料中显微硬度随烧结温度的变化不是单调的，而是随 烧结温度的升高显微硬度先升高后降低，拐点对应的晶粒尺寸为50—60nm.
采用连续成型方式压制了纳米ZnO素坯，考察了素坯密度、烧结时间、致密化温度等参数与 成型方式的关系.用场发射扫描电镜表征了烧结体微观组织特征.测定了ZnO纳米块体材料中 硬度随烧结温度的变化规律.结果表明，采用连续成型方式可使素坯密度提高56％、烧结时 间缩短了3h、致密化温度降低200℃.场发射扫描电镜显示烧结体内部密度及颗粒尺寸分布 均匀.硬度测定结果显示ZnO纳米块体材料中显微硬度随烧结温度的变化不是单调的，而是随 烧结温度的升高显微硬度先升高后降低，拐点对应的晶粒尺寸为50—60nm.
在疲劳断裂非平衡统计理论的基础上, 推导出了在海洋腐蚀条件下微裂纹的平均寿命的计算公式. 还以软钢为例, 对其在海洋腐蚀和未腐蚀条件下的结果进行了比较.
在疲劳断裂非平衡统计理论的基础上, 推导出了在海洋腐蚀条件下微裂纹的平均寿命的计算公式. 还以软钢为例, 对其在海洋腐蚀和未腐蚀条件下的结果进行了比较.
由于在魔角条件下测量的飞行时间（TOF）质谱峰形与光解碎片的角分布无关，因而便于用含待定参数的平动能分布函数去拟合质谱峰形来获取光解碎片的平动能分布.与通常的拟合法不同，提出一种峰形参量法，只需通过测量TOF峰形的半高宽(t1/2)、四 分之一高宽(t1/4)和四分之三高宽(t3/4)，便可借助文中提供 的曲线图或 解析式得出碎片平均平动能，平动能分布特征宽度以及描述实验装置本身的特征峰宽等.处 理过程中，平动能分布及实验装置峰形均采用相应的高斯分布函数描述.
由于在魔角条件下测量的飞行时间（TOF）质谱峰形与光解碎片的角分布无关，因而便于用含待定参数的平动能分布函数去拟合质谱峰形来获取光解碎片的平动能分布.与通常的拟合法不同，提出一种峰形参量法，只需通过测量TOF峰形的半高宽(t1/2)、四 分之一高宽(t1/4)和四分之三高宽(t3/4)，便可借助文中提供 的曲线图或 解析式得出碎片平均平动能，平动能分布特征宽度以及描述实验装置本身的特征峰宽等.处 理过程中，平动能分布及实验装置峰形均采用相应的高斯分布函数描述.
在射频能量AC/DC的能源转换实现研究中提出一种采用低阈值MOS管构成的高效电荷泵.新方 案消除了现有的肖特基二极管高效电荷泵制作工艺特殊、批次性能不够一致的缺陷.分析表 明，通过有机调整MOS管宽长比、器件电容、充电级数等设计参量，可以方便地满足不同的 性能要求，实现集成制作方便、性能稳定的高效射频能量AC/DC型电荷泵.
在射频能量AC/DC的能源转换实现研究中提出一种采用低阈值MOS管构成的高效电荷泵.新方 案消除了现有的肖特基二极管高效电荷泵制作工艺特殊、批次性能不够一致的缺陷.分析表 明，通过有机调整MOS管宽长比、器件电容、充电级数等设计参量，可以方便地满足不同的 性能要求，实现集成制作方便、性能稳定的高效射频能量AC/DC型电荷泵.
根据胶原蛋白分子的结构特点，建立了新的胶原蛋白分子模型，得到了更能体现胶原蛋白分 子三维结构的系统哈密顿量，并采用4阶Runge-Kutta算法，对得到的电场作用下胶原蛋白分 子中激发态能量传递的动力学方程进行了数值求解.结果表明电场脉冲可以在胶原蛋白分子 中激发起酰胺键(amide-Ⅰ)振子的孤波，且在孤子产生的同时伴随有声子发射.
根据胶原蛋白分子的结构特点，建立了新的胶原蛋白分子模型，得到了更能体现胶原蛋白分 子三维结构的系统哈密顿量，并采用4阶Runge-Kutta算法，对得到的电场作用下胶原蛋白分 子中激发态能量传递的动力学方程进行了数值求解.结果表明电场脉冲可以在胶原蛋白分子 中激发起酰胺键(amide-Ⅰ)振子的孤波，且在孤子产生的同时伴随有声子发射.
提出了一种基于Hopfield神经网络(HNN) 信元调度的多重输入队列ATM交换结构(ASF)，消除 了队头(HOL)阻塞造成的性能恶化.计算机仿真结果显示，与单先入先出（FIFO）队列和开窗 输入缓冲ASF相比，该方案大大提高了吞吐率并减少了信元时延.
提出了一种基于Hopfield神经网络(HNN) 信元调度的多重输入队列ATM交换结构(ASF)，消除 了队头(HOL)阻塞造成的性能恶化.计算机仿真结果显示，与单先入先出（FIFO）队列和开窗 输入缓冲ASF相比，该方案大大提高了吞吐率并减少了信元时延.
运用动态非线性时间序列分析方法——Lemper-Ziv复杂度，分别计算了古里雅冰芯资料和北 京石花洞石笋资料的复杂度，探讨了复杂度的物理内涵及其在气候变化研究中的意义；小波 多尺度分解分析表明，复杂度序列具有明显的特征周期，存在780年、380年、160年和105年 的准周期.进一步研究发现，当取不同的窗口长度时，复杂度序列的特征基本相同；并且复 杂度序列的突变和气候突变在时间尺度上有着较好的对应关系.揭示了近千年来，在380年时 间尺度上的准周期振荡，其振幅一直是在减弱的，而且其固有周期频率逐渐减小.1900年复 杂度开始持续下降，1920年之后变化很小，类似于中国6世纪中期及12世纪中期的变暖期， 因此造成20世纪气候变暖的原因还有待于深入研究.
运用动态非线性时间序列分析方法——Lemper-Ziv复杂度，分别计算了古里雅冰芯资料和北 京石花洞石笋资料的复杂度，探讨了复杂度的物理内涵及其在气候变化研究中的意义；小波 多尺度分解分析表明，复杂度序列具有明显的特征周期，存在780年、380年、160年和105年 的准周期.进一步研究发现，当取不同的窗口长度时，复杂度序列的特征基本相同；并且复 杂度序列的突变和气候突变在时间尺度上有着较好的对应关系.揭示了近千年来，在380年时 间尺度上的准周期振荡，其振幅一直是在减弱的，而且其固有周期频率逐渐减小.1900年复 杂度开始持续下降，1920年之后变化很小，类似于中国6世纪中期及12世纪中期的变暖期， 因此造成20世纪气候变暖的原因还有待于深入研究.
采用几何光学模型和统计的方法研究了风成海面的极化辐射特性.本文假设海面由一系列随 机分布的小镜面组成，海面对电磁波的散射可看作镜面的反射，风成海面的辐射是小镜面辐 射的统计平均.计算了前三个Stokes 参数，结果表明辐射亮温随方位的变化关系为余弦函数 ，周期为π；辐射亮温随方位角的变化幅度为几个Κ.风成海面的极化辐射特性提供了利用 被动微波遥感手段反演海洋风场的途径.
采用几何光学模型和统计的方法研究了风成海面的极化辐射特性.本文假设海面由一系列随 机分布的小镜面组成，海面对电磁波的散射可看作镜面的反射，风成海面的辐射是小镜面辐 射的统计平均.计算了前三个Stokes 参数，结果表明辐射亮温随方位的变化关系为余弦函数 ，周期为π；辐射亮温随方位角的变化幅度为几个Κ.风成海面的极化辐射特性提供了利用 被动微波遥感手段反演海洋风场的途径.
给出了任意变速参考系中引力场的事件视界方程．利用赵峥改进了的Damour_Ruffini方法， 导出了温度公式，所得结果支持文献［１］的结论．
给出了任意变速参考系中引力场的事件视界方程．利用赵峥改进了的Damour_Ruffini方法， 导出了温度公式，所得结果支持文献［１］的结论．