研究单面完整约束系统的对称性与守恒量.给出单面完整约束系统Lie对称性的定义，得到了由依赖于速度的一般Lie对称性直接导致的Lutzky守恒量，并给出了它的若干特例：有多余坐标的完整约束系统、非保守力学系统、Lagrange系统的Lutzky守恒量.并举例说明结果的应用.
研究单面完整约束系统的对称性与守恒量.给出单面完整约束系统Lie对称性的定义，得到了由依赖于速度的一般Lie对称性直接导致的Lutzky守恒量，并给出了它的若干特例：有多余坐标的完整约束系统、非保守力学系统、Lagrange系统的Lutzky守恒量.并举例说明结果的应用.
研究了电子在聚焦的圆偏振高斯激光束中的非线性汤姆孙散射过程，在此基础上提出了实现单个阿秒脉冲输出的新机理.通过计算机模拟，发现利用紧聚焦的激光脉冲可以有效地增大辐射脉冲链的最高峰和次高峰的峰值强度比即信噪比，从而将阿秒脉冲链变为单个阿秒脉冲输出.紧聚焦情形下，随着驱动激光强度的增大，辐射信号的脉宽变短，信噪比变大；同时当减小激光束腰半径时，辐射信号信噪比也能得到有效改善.研究还发现，利用几个光周期的极短激光脉冲与电子的相互作用也能实现单个阿秒脉冲输出.
研究了电子在聚焦的圆偏振高斯激光束中的非线性汤姆孙散射过程，在此基础上提出了实现单个阿秒脉冲输出的新机理.通过计算机模拟，发现利用紧聚焦的激光脉冲可以有效地增大辐射脉冲链的最高峰和次高峰的峰值强度比即信噪比，从而将阿秒脉冲链变为单个阿秒脉冲输出.紧聚焦情形下，随着驱动激光强度的增大，辐射信号的脉宽变短，信噪比变大；同时当减小激光束腰半径时，辐射信号信噪比也能得到有效改善.研究还发现，利用几个光周期的极短激光脉冲与电子的相互作用也能实现单个阿秒脉冲输出.
研究了脉冲激光激发下半导体量子点激子Rabi振荡中多能级过程引起的退相干特性.运用多能级粒子数运动方程组，分别计算和分析了三种多能级过程(双激子、浸润层泄漏以及俄歇俘获过程)对量子点中Rabi振荡衰减的影响.分析表明，双激子的影响在激发脉冲的脉宽较长时(>5ps)可以忽略；浸润层的泄漏虽然使得激子基态上粒子数振荡的振幅随着激发场的增强而减小，但是同时也导致了振荡平均值的减小；分析和讨论了两种俄歇俘获方式对激子振荡和复合发光的影响.
研究了脉冲激光激发下半导体量子点激子Rabi振荡中多能级过程引起的退相干特性.运用多能级粒子数运动方程组，分别计算和分析了三种多能级过程(双激子、浸润层泄漏以及俄歇俘获过程)对量子点中Rabi振荡衰减的影响.分析表明，双激子的影响在激发脉冲的脉宽较长时(>5ps)可以忽略；浸润层的泄漏虽然使得激子基态上粒子数振荡的振幅随着激发场的增强而减小，但是同时也导致了振荡平均值的减小；分析和讨论了两种俄歇俘获方式对激子振荡和复合发光的影响.
将极化激元系统约化成模型单模光子-TO声子有效相互作用系统， 在此基础上以解析形式讨论了系统的力学量、压缩态、量子涨落特性以及亚泊松分布等非经典效应的动力学演化行为.结果表明，光子场与极化波量子场彼此交换能量过程随时间演化呈振荡性质，光子场和声子场都可以演化成压缩态，其二阶压缩度随时间演化成复杂周期振荡特性，这种非经典特性是非线性相互作用的结果并且以k1项和k2项同时存在并相互关联为前提.而此时光子和声子统计分布随时间演化呈现介于超Poison分布和亚Poison分布之间复杂周期振荡的新结果，非线性作用k1项和k2项对这种非经典统计行为都有贡献.
将极化激元系统约化成模型单模光子-TO声子有效相互作用系统， 在此基础上以解析形式讨论了系统的力学量、压缩态、量子涨落特性以及亚泊松分布等非经典效应的动力学演化行为.结果表明，光子场与极化波量子场彼此交换能量过程随时间演化呈振荡性质，光子场和声子场都可以演化成压缩态，其二阶压缩度随时间演化成复杂周期振荡特性，这种非经典特性是非线性相互作用的结果并且以k1项和k2项同时存在并相互关联为前提.而此时光子和声子统计分布随时间演化呈现介于超Poison分布和亚Poison分布之间复杂周期振荡的新结果，非线性作用k1项和k2项对这种非经典统计行为都有贡献.
采用分解近似的方法讨论了在Tsallis量子统计物理框架中，金属中自由电子气体的非广延参数q的热力学统计处理，计算出了总粒子数、总能量、自由能、热容量等热力学量，得出结论：在低温区域，q→1时，所有结果都可以回到传统的Fermi-Dirac分布，非广延参数q控制着系统的非广延程度.最后，详细讨论了q与热容量之间的关系，并与以前的结果作了比较.
采用分解近似的方法讨论了在Tsallis量子统计物理框架中，金属中自由电子气体的非广延参数q的热力学统计处理，计算出了总粒子数、总能量、自由能、热容量等热力学量，得出结论：在低温区域，q→1时，所有结果都可以回到传统的Fermi-Dirac分布，非广延参数q控制着系统的非广延程度.最后，详细讨论了q与热容量之间的关系，并与以前的结果作了比较.
利用微弱信号的微波吸收相敏检测技术, 获得了纳米硫化镍增感的立方体溴化银乳剂中, 在增感时间增加的条件下, 自由光电子和浅束缚光电子的时间衰减曲线.分析了采用纳米硫化镍进行增感的溴化银乳剂中光生电子随增感时间衰减的过程, 讨论了卤化银晶体中电子陷阱对光电子运动行为的影响, 分析了电子陷阱效应及陷阱深度同增感时间之间的关系. 通过未增感样品与增感样品的衰减曲线对比, 得到了在此实验条件下的最佳增感时间为80min.
利用微弱信号的微波吸收相敏检测技术, 获得了纳米硫化镍增感的立方体溴化银乳剂中, 在增感时间增加的条件下, 自由光电子和浅束缚光电子的时间衰减曲线.分析了采用纳米硫化镍进行增感的溴化银乳剂中光生电子随增感时间衰减的过程, 讨论了卤化银晶体中电子陷阱对光电子运动行为的影响, 分析了电子陷阱效应及陷阱深度同增感时间之间的关系. 通过未增感样品与增感样品的衰减曲线对比, 得到了在此实验条件下的最佳增感时间为80min.
对组合Bose子场，采用FS (Faddeev-Senjanovic) 路径积分量子化方法进行量子化.从量子Noether定理出发，给出量子分数自旋和分数统计性质.
对组合Bose子场，采用FS (Faddeev-Senjanovic) 路径积分量子化方法进行量子化.从量子Noether定理出发，给出量子分数自旋和分数统计性质.
分析了带状螺旋线行波管中电磁场分量在柱坐标系下的Floquet形式，证明适当的坐标变换是电磁场分量写成变量分离形式的充分条件.螺旋带平面展开后，应用坐标变换得到的电磁场分量变量分离形式是去除面电流分布假设的理论基础.计算并分析了一个典型结构的色散和耦合阻抗，计算结果与实验结果有很好的一致.
分析了带状螺旋线行波管中电磁场分量在柱坐标系下的Floquet形式，证明适当的坐标变换是电磁场分量写成变量分离形式的充分条件.螺旋带平面展开后，应用坐标变换得到的电磁场分量变量分离形式是去除面电流分布假设的理论基础.计算并分析了一个典型结构的色散和耦合阻抗，计算结果与实验结果有很好的一致.
从广义Schr?dinger方程出发，在三个充分必要的量子化条件规范下，得到了一个新颖的光子一维态矢量函数，除了光子的能量和动量特征以外，它还包含有光子的角动量属性，完整地描述了光子作为量子力学中相对论自由粒子的行为.对一维光子态矢量函数的分析不仅定义了描述光子行为的微观参量——概率幅和相位，而且将这些微观参量与光束的宏观偏振联系了起来，具体剖析了一个人们一直感到困惑的偏振问题，得到了圆满的解释.
从广义Schr?dinger方程出发，在三个充分必要的量子化条件规范下，得到了一个新颖的光子一维态矢量函数，除了光子的能量和动量特征以外，它还包含有光子的角动量属性，完整地描述了光子作为量子力学中相对论自由粒子的行为.对一维光子态矢量函数的分析不仅定义了描述光子行为的微观参量——概率幅和相位，而且将这些微观参量与光束的宏观偏振联系了起来，具体剖析了一个人们一直感到困惑的偏振问题，得到了圆满的解释.
利用中国原子能科学研究院核工业放射性计量测试中心的5SDH-2串列加速器进行了ST-401薄塑料闪烁体的能量响应实验.选用T(p,n)3He反应和D(d,n)3He反应作为中子源，子源，中子束流采用复合屏蔽体进行准直，源强采用正比计数管和半导体望远镜进行监测，实验测量了厚度从0.16mm到2.00mm的八种规格薄闪烁体的能量响应曲线，对实验的结果的不确定度进行了分析.结果表明探测器的灵敏度随着晶体厚度的增加而增加，对于一定厚度的薄闪烁体，随着中子能量的增加，探测器的能量响应曲线坡度不大.
利用中国原子能科学研究院核工业放射性计量测试中心的5SDH-2串列加速器进行了ST-401薄塑料闪烁体的能量响应实验.选用T(p,n)3He反应和D(d,n)3He反应作为中子源，子源，中子束流采用复合屏蔽体进行准直，源强采用正比计数管和半导体望远镜进行监测，实验测量了厚度从0.16mm到2.00mm的八种规格薄闪烁体的能量响应曲线，对实验的结果的不确定度进行了分析.结果表明探测器的灵敏度随着晶体厚度的增加而增加，对于一定厚度的薄闪烁体，随着中子能量的增加，探测器的能量响应曲线坡度不大.
采用直流电弧等离子喷射(DC arc plasma jet)CVD(chemical vapour deposition)工艺制成的金刚石薄膜，研制成功MSM(metal-semiconductor-metal)型CVD金刚石脉冲辐射探测器.对制作的金刚石薄膜材料及探测器有关性能进行了测量，结果表明，采用Raman shift-1的金刚石薄膜制成的探测器，可满足亚纳秒脉冲辐射探测的要求.由于其独特的物理性能，在制作成本合理的情况下，在脉冲辐射测量中可取代Si-PIN探测器.
采用直流电弧等离子喷射(DC arc plasma jet)CVD(chemical vapour deposition)工艺制成的金刚石薄膜，研制成功MSM(metal-semiconductor-metal)型CVD金刚石脉冲辐射探测器.对制作的金刚石薄膜材料及探测器有关性能进行了测量，结果表明，采用Raman shift-1的金刚石薄膜制成的探测器，可满足亚纳秒脉冲辐射探测的要求.由于其独特的物理性能，在制作成本合理的情况下，在脉冲辐射测量中可取代Si-PIN探测器.
运用群论及原子分子反应静力学方法，推导了XY(H，Li，Na)分子基态的电子态及相应的离解极限.并采用密度泛函方法(B3LYP)和二次组态相互作用方法(QCISD)优化计算了XY(H，Li，Na)分子基态的平衡结构、振动频率和离解能.使用QCISD/6-311++G(3df,3pd)方法，对XY(H，Li，Na)分子基态进行了单点能扫描计算，采用最小二乘法拟合Murrell-Sorbie函数得到了相应的势能函数和与该基态相对应的光谱常数(Be,αe,ωe和ωeχe)，计算结果与实验数据符合得相当好.
运用群论及原子分子反应静力学方法，推导了XY(H，Li，Na)分子基态的电子态及相应的离解极限.并采用密度泛函方法(B3LYP)和二次组态相互作用方法(QCISD)优化计算了XY(H，Li，Na)分子基态的平衡结构、振动频率和离解能.使用QCISD/6-311++G(3df,3pd)方法，对XY(H，Li，Na)分子基态进行了单点能扫描计算，采用最小二乘法拟合Murrell-Sorbie函数得到了相应的势能函数和与该基态相对应的光谱常数(Be,αe,ωe和ωeχe)，计算结果与实验数据符合得相当好.
采用密度泛函(DFT)方法B3LYP/Gen，在Pu为SDD基组、H为6-311++G**基组水平上优化得到了分子轴方向不同电偶极场(-0.005—0.005a.u.)作用下，二氢化钚的基态电子状态、几何结构、电偶极矩和分子总能量.在优化构型下用同样的基组采用含时密度泛函(TDDFT)方法(TD-B3LYP)研究了同样外电场条件下对二氢化钚的激发能和振子强度的影响.计算结果表明，分子几何构型与电场大小和方向呈现较强的依赖，电场强度增加基态偶极矩随电场强度线性增加，H-Pu-H的角度线性减小，分子总能量线性减小；激发能随电场强度增加而减小，且对电场方向的依赖呈现近似对称性，满足Grozema关系.电场对振子强度的影响比较复杂，但仍满足跃迁选择定则.
采用密度泛函(DFT)方法B3LYP/Gen，在Pu为SDD基组、H为6-311++G**基组水平上优化得到了分子轴方向不同电偶极场(-0.005—0.005a.u.)作用下，二氢化钚的基态电子状态、几何结构、电偶极矩和分子总能量.在优化构型下用同样的基组采用含时密度泛函(TDDFT)方法(TD-B3LYP)研究了同样外电场条件下对二氢化钚的激发能和振子强度的影响.计算结果表明，分子几何构型与电场大小和方向呈现较强的依赖，电场强度增加基态偶极矩随电场强度线性增加，H-Pu-H的角度线性减小，分子总能量线性减小；激发能随电场强度增加而减小，且对电场方向的依赖呈现近似对称性，满足Grozema关系.电场对振子强度的影响比较复杂，但仍满足跃迁选择定则.
应用作者建立的基于微扰理论能级表达式的代数方法，研究了碱金属氢化物双原子分子6LiH，7LiH，NaH，KH，RbH和CsH的A1Σ+电子态的完全振动能谱{Eυ}，并应用基于代数方法的代数能量方法分别研究了以上各分子电子态的离解能.得到了这些电子态的精确的振动光谱常数和包括接近分子离解极限在内的完全振动能谱以及正确的理论离解能，从而为许多需要这些双原子分子的精确振动光谱的科学研究提供了必要的数据.
应用作者建立的基于微扰理论能级表达式的代数方法，研究了碱金属氢化物双原子分子6LiH，7LiH，NaH，KH，RbH和CsH的A1Σ+电子态的完全振动能谱{Eυ}，并应用基于代数方法的代数能量方法分别研究了以上各分子电子态的离解能.得到了这些电子态的精确的振动光谱常数和包括接近分子离解极限在内的完全振动能谱以及正确的理论离解能，从而为许多需要这些双原子分子的精确振动光谱的科学研究提供了必要的数据.
提出一种单元电尺寸小、工作频带宽、损耗小、结构简单的异向介质设计方案，在1.7—2.7 GHz上所设计的异向介质结构单元电尺寸小于0.035，相对带宽达到45.5%，在整个工作频带上单个结构单元传输损耗小于0.75 dB.对由上述异向介质单元构成的半无限大异向介质平板的电磁波反射、透射特性进行了数值仿真分析，并提取出了电磁波在该异向介质平板中传播时的波数、相速、折射率以及该异向介质平板的有效介电常数和有效磁导率等一系列电磁特性参数，仿真与计算结果表明复波数的实部、相速以及折射率的实部在1.7—2.7 GHz的范围上为负值，并且在相同频带上，有效介电常数和有效磁导率的实部同时为负值，从而有效地验证了“后向行波效应”、“负折射效应”、“双负效应”等异向介质特有的电磁特性，对上述异向介质的存在性给予有力证明.
提出一种单元电尺寸小、工作频带宽、损耗小、结构简单的异向介质设计方案，在1.7—2.7 GHz上所设计的异向介质结构单元电尺寸小于0.035，相对带宽达到45.5%，在整个工作频带上单个结构单元传输损耗小于0.75 dB.对由上述异向介质单元构成的半无限大异向介质平板的电磁波反射、透射特性进行了数值仿真分析，并提取出了电磁波在该异向介质平板中传播时的波数、相速、折射率以及该异向介质平板的有效介电常数和有效磁导率等一系列电磁特性参数，仿真与计算结果表明复波数的实部、相速以及折射率的实部在1.7—2.7 GHz的范围上为负值，并且在相同频带上，有效介电常数和有效磁导率的实部同时为负值，从而有效地验证了“后向行波效应”、“负折射效应”、“双负效应”等异向介质特有的电磁特性，对上述异向介质的存在性给予有力证明.
提出了一种工作在C波段的新型平面结构异向介质，它除了带宽宽和损耗小外，还具有体积小、结构简单的优点，而且能够实现工作频段的平移，频率平移范围为4—20 GHz.基于电磁波由自由空间入射半无限大异向介质平板的传输和反射数据，计算出了电波在其中传播时的相速随频率的变化曲线，结果表明所讨论的异向介质确实在预想的频段上表现出后向波特性；同时利用相位观察法进一步验证了上述的后向波特性，从而肯定了异向介质的存在.
提出了一种工作在C波段的新型平面结构异向介质，它除了带宽宽和损耗小外，还具有体积小、结构简单的优点，而且能够实现工作频段的平移，频率平移范围为4—20 GHz.基于电磁波由自由空间入射半无限大异向介质平板的传输和反射数据，计算出了电波在其中传播时的相速随频率的变化曲线，结果表明所讨论的异向介质确实在预想的频段上表现出后向波特性；同时利用相位观察法进一步验证了上述的后向波特性，从而肯定了异向介质的存在.
在中国原子能研究院HI-13串列加速器上用束-箔技术完成了80 MeV Ti离子和C箔相互作用产生的高电离态离子谱观测,与用激光等离子体技术的实验结果做了比较，大多数谱线与激光等离子体技术的实验结果有较好的符合，有3条谱线是未观测到的.这几条谱线为ⅩⅧ 13.406，ⅩⅧ 14.987，17.439nm, 属于2s2p2 4P3/2—2p3 2D3/2, 2s2p2 1S0—2sp3 1P1, 4p 1P0—5d 1P1跃迁.
在中国原子能研究院HI-13串列加速器上用束-箔技术完成了80 MeV Ti离子和C箔相互作用产生的高电离态离子谱观测,与用激光等离子体技术的实验结果做了比较，大多数谱线与激光等离子体技术的实验结果有较好的符合，有3条谱线是未观测到的.这几条谱线为ⅩⅧ 13.406，ⅩⅧ 14.987，17.439nm, 属于2s2p2 4P3/2—2p3 2D3/2, 2s2p2 1S0—2sp3 1P1, 4p 1P0—5d 1P1跃迁.
报道了在280—286.5nm区域内，通过共振增强多光子电离-飞行时间质谱和质量选择光电离激发谱对丙酮分子的光电离和光解离通道进行了研究，并对部分碎片离子的分质量激发谱进行了归属和标识.实验结果表明，在280—286.5nm紫外光波段内，丙酮分子以母体分子的电离通道为主，即首先电离生成母体离子然后母体离子再吸收光子解离生成碎片离子.
报道了在280—286.5nm区域内，通过共振增强多光子电离-飞行时间质谱和质量选择光电离激发谱对丙酮分子的光电离和光解离通道进行了研究，并对部分碎片离子的分质量激发谱进行了归属和标识.实验结果表明，在280—286.5nm紫外光波段内，丙酮分子以母体分子的电离通道为主，即首先电离生成母体离子然后母体离子再吸收光子解离生成碎片离子.
首先用BFW势函数形式拟合了在CCSD(T)/aug-cc-pVQZ理论水平下计算的He-HCl相互作用能数据，获得了He原子与HCl分子相互作用的各向异性势；然后采用CC近似方法计算了He-HCl碰撞体系的微分散射截面和分波散射截面，并总结了分波散射截面的变化规律.结果表明，拟合势不但表达形式简洁，而且较好地描述了He-HCl系统相互作用的各向异性特征；利用碰撞体系分子间势的量子化学从头计算结果，可解决势能参数难以确定的问题.对进一步研究原子与分子碰撞机理有一定参考价值.
首先用BFW势函数形式拟合了在CCSD(T)/aug-cc-pVQZ理论水平下计算的He-HCl相互作用能数据，获得了He原子与HCl分子相互作用的各向异性势；然后采用CC近似方法计算了He-HCl碰撞体系的微分散射截面和分波散射截面，并总结了分波散射截面的变化规律.结果表明，拟合势不但表达形式简洁，而且较好地描述了He-HCl系统相互作用的各向异性特征；利用碰撞体系分子间势的量子化学从头计算结果，可解决势能参数难以确定的问题.对进一步研究原子与分子碰撞机理有一定参考价值.
研究了高电荷态离子Arq+(q=16，17，18)入射金属Be，Al，Ni，Mo，Au靶表面产生的X射线谱.实验结果表明，Ar的Kα-X射线是离子在与固体表面相互作用过程中固体表面之下形成空心原子发射的.电子组态1s2的高电荷态Ar16+离子在金属表面中性化过程中，存在的多电子激发过程使Ar16+的K壳层电子激发产生空穴，级联退激发射Ar的Kα 特征X射线.Ar17+离子在金属表面作用过程中产生的X射线谱形与靶材料没有明显的关联,入射离子的Kα-X射线产额与其最初的电子组态有关，靶原子的X射线产额与入射离子的动能有关.
研究了高电荷态离子Arq+(q=16，17，18)入射金属Be，Al，Ni，Mo，Au靶表面产生的X射线谱.实验结果表明，Ar的Kα-X射线是离子在与固体表面相互作用过程中固体表面之下形成空心原子发射的.电子组态1s2的高电荷态Ar16+离子在金属表面中性化过程中，存在的多电子激发过程使Ar16+的K壳层电子激发产生空穴，级联退激发射Ar的Kα 特征X射线.Ar17+离子在金属表面作用过程中产生的X射线谱形与靶材料没有明显的关联,入射离子的Kα-X射线产额与其最初的电子组态有关，靶原子的X射线产额与入射离子的动能有关.
利用可加性规则，使用Hartree-Fock波函数，采用由束缚原子概念修正过的复光学势(由静电势、极化势及吸收势三部分组成)，在30—3000eV内对正电子被CO，HCl，NH3和SiH4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，所得结果与实验结果的符合程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正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Hartree-Fock波函数，采用由束缚原子概念修正过的复光学势(由静电势、极化势及吸收势三部分组成)，在30—3000eV内对正电子被CO，HCl，NH3和SiH4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，所得结果与实验结果的符合程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正电子被分子散射的总截面的计算准确度.
提出了一种新型的测试结构，对面积为微米量级下键合的最大抗扭强度进行了测试.实验设计一系列的单晶硅悬臂梁结构测试键合面积在微米量级时的最大剪切力，键合面为常用的矩形其边长从6μm到120μm，并根据实际移动距离计算得出的最大剪切力.并实验实际得出最大剪切扭矩和相应的键合面积的曲线，以及最大扭转剪切破坏应力与悬臂梁加载距离的关系，并针对60μm×60μm的矩形键合结构进行了加载和位移的重复性实验测量，两次测量结果符合较好.微电子机械系统(microelectromechanical system, MEMS)器件的设计人员可以根据结论曲线，针对所需的抗扭强度设计相应的键合面积，为MEMS器件工艺的在线定量测试与设计提供参考.
提出了一种新型的测试结构，对面积为微米量级下键合的最大抗扭强度进行了测试.实验设计一系列的单晶硅悬臂梁结构测试键合面积在微米量级时的最大剪切力，键合面为常用的矩形其边长从6μm到120μm，并根据实际移动距离计算得出的最大剪切力.并实验实际得出最大剪切扭矩和相应的键合面积的曲线，以及最大扭转剪切破坏应力与悬臂梁加载距离的关系，并针对60μm×60μm的矩形键合结构进行了加载和位移的重复性实验测量，两次测量结果符合较好.微电子机械系统(microelectromechanical system, MEMS)器件的设计人员可以根据结论曲线，针对所需的抗扭强度设计相应的键合面积，为MEMS器件工艺的在线定量测试与设计提供参考.
在相对论有效原子实势(RECP)近似下，用密度泛函中的B3LYP/LANL2DZ方法，对纯Pbn(n=2—5)团簇、PdnPbm(n+m≤5)混合团簇的各种可能几何构型进行全优化计算，得到它们的基态结构和光谱性质；从结构和振动光谱两个方面分析了其形成规律；最后计算了团簇的能级分布和最高占据轨道(HOMO)与最低空轨道(LUMO)之间的能级间隙(HLG)，分析了团簇的化学活性.
在相对论有效原子实势(RECP)近似下，用密度泛函中的B3LYP/LANL2DZ方法，对纯Pbn(n=2—5)团簇、PdnPbm(n+m≤5)混合团簇的各种可能几何构型进行全优化计算，得到它们的基态结构和光谱性质；从结构和振动光谱两个方面分析了其形成规律；最后计算了团簇的能级分布和最高占据轨道(HOMO)与最低空轨道(LUMO)之间的能级间隙(HLG)，分析了团簇的化学活性.
利用密度泛函理论(DFT)对GanN-(n=2—8)和GanN-2 (n=1—7)阴离子团簇的结构及稳定性进行了研究.在B3LYP/6-31G*水平上进行了结构优化和频率分析，得到了GanN-(n=2—8)和GanN-2(n=1—7)阴离子团簇的基态结构.在这些团簇中，原子总数小于等于6的团簇的几何结构为平面结构，原子总数大于6的团簇的几何结构为立体结构；在所研究的团簇中，Ga4N-，Ga6N-,Ga4N-2和Ga5N-2的基态结构较稳定.
利用密度泛函理论(DFT)对GanN-(n=2—8)和GanN-2 (n=1—7)阴离子团簇的结构及稳定性进行了研究.在B3LYP/6-31G*水平上进行了结构优化和频率分析，得到了GanN-(n=2—8)和GanN-2(n=1—7)阴离子团簇的基态结构.在这些团簇中，原子总数小于等于6的团簇的几何结构为平面结构，原子总数大于6的团簇的几何结构为立体结构；在所研究的团簇中，Ga4N-，Ga6N-,Ga4N-2和Ga5N-2的基态结构较稳定.
基于粒子成像测速的流体可视化技术，根据菲涅耳公式计算了入射到水中气泡界面的光强，得出点光源连续两次反射或折射的光强具有等比数列的规律，光线在气泡界面反射、折射4次就变成完全偏振光且光线几乎消失.当入射角避开35°左右时，即便有一定宽度的线光源入射到气泡界面，第2次折射出气泡的光强与线光源的宽度无关，类似一条光线入射所产生的光强，给出了面光源在界面所产生的光强的二重积分表达式.线光源所产生的界面光强理论值、面光源产生的光强数值解与实验值都较为符合.
基于粒子成像测速的流体可视化技术，根据菲涅耳公式计算了入射到水中气泡界面的光强，得出点光源连续两次反射或折射的光强具有等比数列的规律，光线在气泡界面反射、折射4次就变成完全偏振光且光线几乎消失.当入射角避开35°左右时，即便有一定宽度的线光源入射到气泡界面，第2次折射出气泡的光强与线光源的宽度无关，类似一条光线入射所产生的光强，给出了面光源在界面所产生的光强的二重积分表达式.线光源所产生的界面光强理论值、面光源产生的光强数值解与实验值都较为符合.
通过求解系统的Milburn方程，研究了两能级原子与双模SU(1,1)相干态光场发生相互作用系统中，原子与场的纠缠及双模SU(1,1)相干态场的模间纠缠随时间的演化问题，讨论了内禀退相干、双模光子数差等对纠缠度的影响.结果表明，存在内禀退相干时，随着时间的演化，场-原子纠缠逐渐减小到一个确定值，而模间纠缠逐渐增大到一个确定值，两者演化的最终值只取决于双模光子数差和平均光子数，而与内禀退相干因子无关.
通过求解系统的Milburn方程，研究了两能级原子与双模SU(1,1)相干态光场发生相互作用系统中，原子与场的纠缠及双模SU(1,1)相干态场的模间纠缠随时间的演化问题，讨论了内禀退相干、双模光子数差等对纠缠度的影响.结果表明，存在内禀退相干时，随着时间的演化，场-原子纠缠逐渐减小到一个确定值，而模间纠缠逐渐增大到一个确定值，两者演化的最终值只取决于双模光子数差和平均光子数，而与内禀退相干因子无关.
讨论了量子测量对各向异性光子晶体中Λ型激发态原子衰减的影响，主要包括衰减的抑制和加速效应.研究发现，这样的量子测量效应不仅与原子共振频率相对于光子晶体带边的位置有关，还与量子测量本身的频率大小相关.由于各向异性光子晶体的影响，较小频率的量子测量也能得到抑制衰减的效应.
讨论了量子测量对各向异性光子晶体中Λ型激发态原子衰减的影响，主要包括衰减的抑制和加速效应.研究发现，这样的量子测量效应不仅与原子共振频率相对于光子晶体带边的位置有关，还与量子测量本身的频率大小相关.由于各向异性光子晶体的影响，较小频率的量子测量也能得到抑制衰减的效应.
研究了双模高斯态的两个模经由两个双模压缩量子信道的隐形传态.结果表明，当输入态有纠缠时，若要输出态的纠缠不为零，量子信道的纠缠必须大于一确定值，其大小在输入态为纯态时依赖于输入态的纠缠度；在输入态为混合态时不仅与输入态的纠缠有关，还依赖于输入态的整体纯度.
研究了双模高斯态的两个模经由两个双模压缩量子信道的隐形传态.结果表明，当输入态有纠缠时，若要输出态的纠缠不为零，量子信道的纠缠必须大于一确定值，其大小在输入态为纯态时依赖于输入态的纠缠度；在输入态为混合态时不仅与输入态的纠缠有关，还依赖于输入态的整体纯度.
从实验现象出发建立了无序介质激光的一种整体散射效应物理模型，认为无序介质激光是无序介质中局域-非周期-类结构与相匹配的抽运光相互作用的结果.并以ZnO粉末激光参数为例进行数值模拟，结果与实验定性符合.
从实验现象出发建立了无序介质激光的一种整体散射效应物理模型，认为无序介质激光是无序介质中局域-非周期-类结构与相匹配的抽运光相互作用的结果.并以ZnO粉末激光参数为例进行数值模拟，结果与实验定性符合.
激光全息法制作二、三维光子晶体相比于传统半导体微加工及精密机械加工技术具有很多优势，比如通过一次光辐射就可以制作出大体积、均匀的周期性结构，且能更自由、更容易地控制光子晶体结构.提出一种多光束干涉模型，通过设计模型中光束的各项参数，计算分析出二、三维光子晶体的结构.基于平面波展开法，理论计算了fcc结构光子晶体的完全禁带随填充率和介电常数比变化的情况.以上计算结果为后期实验中采用激光全息法制作二、三维光子晶体结构提供了良好的指导方向和理论依据.
激光全息法制作二、三维光子晶体相比于传统半导体微加工及精密机械加工技术具有很多优势，比如通过一次光辐射就可以制作出大体积、均匀的周期性结构，且能更自由、更容易地控制光子晶体结构.提出一种多光束干涉模型，通过设计模型中光束的各项参数，计算分析出二、三维光子晶体的结构.基于平面波展开法，理论计算了fcc结构光子晶体的完全禁带随填充率和介电常数比变化的情况.以上计算结果为后期实验中采用激光全息法制作二、三维光子晶体结构提供了良好的指导方向和理论依据.
已有的反射式terahertz(THz)波层析研究都是针对平行界面进行，开展了样品内非平行界面的反射式THz波层析成像的数值模拟研究.根据物理模型给出了重构算法，并编制了相应的重构软件，数值计算结果表明非平行界面的重构是可行的.分析表明，重构误差主要来源于计算中的近似处理和累积误差.讨论了曲线轮廓界面的近似处理方法，提出当曲线轮廓各点的曲率半径都比较大时，可以把曲线分割成多段直线处理.最后分析了影响纵向分辨率的因素.结果表明，输入脉冲的脉宽越大则纵向分辨率越低，一般情况下纵向分辨率可达到亚毫米量级.
已有的反射式terahertz(THz)波层析研究都是针对平行界面进行，开展了样品内非平行界面的反射式THz波层析成像的数值模拟研究.根据物理模型给出了重构算法，并编制了相应的重构软件，数值计算结果表明非平行界面的重构是可行的.分析表明，重构误差主要来源于计算中的近似处理和累积误差.讨论了曲线轮廓界面的近似处理方法，提出当曲线轮廓各点的曲率半径都比较大时，可以把曲线分割成多段直线处理.最后分析了影响纵向分辨率的因素.结果表明，输入脉冲的脉宽越大则纵向分辨率越低，一般情况下纵向分辨率可达到亚毫米量级.
运用基于平面波的超元胞方法，研究作为缺陷引入的第三组元材料(四氯化碳、水)对二维二组元声子晶体(水/水银，四氯化碳/水银)带结构的影响.结果表明，二组元声子晶体在引入第三组元点缺陷/线缺陷后，在原来的带结构中会出现缺陷态/带，原带隙的位置、宽度变化不大；缺陷态/带频率主要受第三组元材料物性参数的影响；这些缺陷态都是局域化的.因此，在具有宽带隙的二组元体系中引入适当的第三组元点缺陷/线缺陷，让缺陷态/带频率落在二组元体系的带隙中，就可以形成特殊的滤声态/波导态.声子晶体的这一特性对于声波/弹性波的传播和新的声学应用具有重要意义.
运用基于平面波的超元胞方法，研究作为缺陷引入的第三组元材料(四氯化碳、水)对二维二组元声子晶体(水/水银，四氯化碳/水银)带结构的影响.结果表明，二组元声子晶体在引入第三组元点缺陷/线缺陷后，在原来的带结构中会出现缺陷态/带，原带隙的位置、宽度变化不大；缺陷态/带频率主要受第三组元材料物性参数的影响；这些缺陷态都是局域化的.因此，在具有宽带隙的二组元体系中引入适当的第三组元点缺陷/线缺陷，让缺陷态/带频率落在二组元体系的带隙中，就可以形成特殊的滤声态/波导态.声子晶体的这一特性对于声波/弹性波的传播和新的声学应用具有重要意义.
对气体分子动力学交通流模型的弛豫时间进行了改进，使之与密度及速度相关.通过算例证明改进后的气体分子动力学交通流模型对于抑制高密度车流状况下的扰动更为有效，具有更强的稳定性.
对气体分子动力学交通流模型的弛豫时间进行了改进，使之与密度及速度相关.通过算例证明改进后的气体分子动力学交通流模型对于抑制高密度车流状况下的扰动更为有效，具有更强的稳定性.
用相对论福克-普朗克方程对高能离子在稠密氘氚等离子体中的碰撞动力学进行了研究，用球谐函数来展开方程的解：格林函数，然后简明地求出了不同能量质子和α粒子在等离子体中的停止时间、减速距离、纵向弥散距离和横向偏转距离.与以前研究离子在等离子体中运动的方法相比，没有假设高能离子在等离子体中损失能量远远小于入射离子能量，求解了纵向弥散距离；并且可以求解横向偏转距离.这些计算对实验上用高能离子加热冷的稠密等离子体，然后进行科学研究具有指导作用，并且可以用来研究快点火的可能性.
用相对论福克-普朗克方程对高能离子在稠密氘氚等离子体中的碰撞动力学进行了研究，用球谐函数来展开方程的解：格林函数，然后简明地求出了不同能量质子和α粒子在等离子体中的停止时间、减速距离、纵向弥散距离和横向偏转距离.与以前研究离子在等离子体中运动的方法相比，没有假设高能离子在等离子体中损失能量远远小于入射离子能量，求解了纵向弥散距离；并且可以求解横向偏转距离.这些计算对实验上用高能离子加热冷的稠密等离子体，然后进行科学研究具有指导作用，并且可以用来研究快点火的可能性.
根据原子自洽场理论(即DCA)，计算了溴原子各种电离度各个壳层的DCA约化光电离截面.与AA模型的平均电子轨道约化光电离截面进行比较，总结出其内在规律.在AA的约化光电离截面的基础上，可以得到电离度分辨的DCA约化光电离截面；进而可以得到细致组态的光电离和辐射复合速率系数.为精密地描述非局域热动平衡(n-LTE)等离子体提供必要的基础.
根据原子自洽场理论(即DCA)，计算了溴原子各种电离度各个壳层的DCA约化光电离截面.与AA模型的平均电子轨道约化光电离截面进行比较，总结出其内在规律.在AA的约化光电离截面的基础上，可以得到电离度分辨的DCA约化光电离截面；进而可以得到细致组态的光电离和辐射复合速率系数.为精密地描述非局域热动平衡(n-LTE)等离子体提供必要的基础.
采用脉冲电子束沉积技术，在Si(100)单晶衬底上沉积庞磁电阻La0.67Ca0.33MnO3颗粒薄膜，并对它的磁学性能和电学输运性能进行了表征.研究晶界对庞磁电阻薄膜的物理性能的影响，结果表明，晶界的存在使得晶粒之间的耦合变弱，在变温磁化过程中表现出团簇玻璃态行为，金属—绝缘体转变温度(Tp)远远低于铁磁—顺磁转变温度(Tc).低温下电子输运具有弱局域化行为.在低磁场下，晶界的存在掩盖了La0.67Ca0.33MnO3的本征磁电阻行为.
采用脉冲电子束沉积技术，在Si(100)单晶衬底上沉积庞磁电阻La0.67Ca0.33MnO3颗粒薄膜，并对它的磁学性能和电学输运性能进行了表征.研究晶界对庞磁电阻薄膜的物理性能的影响，结果表明，晶界的存在使得晶粒之间的耦合变弱，在变温磁化过程中表现出团簇玻璃态行为，金属—绝缘体转变温度(Tp)远远低于铁磁—顺磁转变温度(Tc).低温下电子输运具有弱局域化行为.在低磁场下，晶界的存在掩盖了La0.67Ca0.33MnO3的本征磁电阻行为.
利用理想磁流体力学(MHD)模型对有轴向流参与的Z箍缩等离子体不稳定性进行了分析.对可压缩平板等离子体模型的色散关系进行了推导，讨论了三种不同等离子体状态下的不稳定性增长率.结果显示，等离子体的可压缩性对磁瑞利-泰勒/开尔文-亥姆霍兹(MRT/KH)杂化不稳定性有抑制作用，改善了轴向剪切流对长波长扰动的影响.分析了不同轴向流速度分布对系统稳定性的影响.结果表明，对于峰值相同的不同轴向流，其对不稳定性的抑制效果只依赖于扰动集中区域内速度剪切的大小，与其他位置的速度剪切无关.
利用理想磁流体力学(MHD)模型对有轴向流参与的Z箍缩等离子体不稳定性进行了分析.对可压缩平板等离子体模型的色散关系进行了推导，讨论了三种不同等离子体状态下的不稳定性增长率.结果显示，等离子体的可压缩性对磁瑞利-泰勒/开尔文-亥姆霍兹(MRT/KH)杂化不稳定性有抑制作用，改善了轴向剪切流对长波长扰动的影响.分析了不同轴向流速度分布对系统稳定性的影响.结果表明，对于峰值相同的不同轴向流，其对不稳定性的抑制效果只依赖于扰动集中区域内速度剪切的大小，与其他位置的速度剪切无关.
将电磁波导的控制方程导向了Hamilton体系、辛几何的形式.以电磁场的横向分量组成对偶向量并采用分离变量法，可以得到Hamilton算子矩阵的辛本征值问题.共轭辛正交归一关系、辛本征解展开定理等均可在此应用.对于复杂横截面和填充非均匀材料的电磁波导，提出对偶棱边元，对截面半解析离散后即可进行数值求解.对偶棱边元克服了结点基有限元求解电磁场问题的困难，与常规棱边元相比在某些方面具有一定的优势.
将电磁波导的控制方程导向了Hamilton体系、辛几何的形式.以电磁场的横向分量组成对偶向量并采用分离变量法，可以得到Hamilton算子矩阵的辛本征值问题.共轭辛正交归一关系、辛本征解展开定理等均可在此应用.对于复杂横截面和填充非均匀材料的电磁波导，提出对偶棱边元，对截面半解析离散后即可进行数值求解.对偶棱边元克服了结点基有限元求解电磁场问题的困难，与常规棱边元相比在某些方面具有一定的优势.
理论研究和数值模拟研究表明激光在等离子体中诱导的等离子体密度调制可以起类似布拉格反射镜的作用，使得后面的入射光在等离子体平均密度远低于临界密度的区域就对入射光产生相位反射.相位反射的发生会影响激光在等离子体中的传播，例如激光在等离子体中相对传播时会出现激光场空洞现象.进一步的理论和数值模拟研究表明，相位反射持续发生的时间以及反射率的高低与等离子体的密度、等离子体区域的长度、激光强度以及脉宽等因素密切相关，这些都会对激光在等离子体中的传输产生影响.
理论研究和数值模拟研究表明激光在等离子体中诱导的等离子体密度调制可以起类似布拉格反射镜的作用，使得后面的入射光在等离子体平均密度远低于临界密度的区域就对入射光产生相位反射.相位反射的发生会影响激光在等离子体中的传播，例如激光在等离子体中相对传播时会出现激光场空洞现象.进一步的理论和数值模拟研究表明，相位反射持续发生的时间以及反射率的高低与等离子体的密度、等离子体区域的长度、激光强度以及脉宽等因素密切相关，这些都会对激光在等离子体中的传输产生影响.
在真空环境中，利用传输线测量装置，开展微波等离子体喷流对反射电磁波衰减的实验研究.实验结果表明，采用传输线测量方法能够有效地获得等离子体对反射电磁波的衰减；在5GHz附近，以氩气为工质，流量为52.5mg/s时，52W微波功率在真空环境中产生的等离子体喷流能对反射电磁波产生最大的衰减；增加微波功率、降低真空环境压强可以提高等离子体对反射电磁波的衰减；要使等离子体能够对反射电磁波产生最大的衰减，必须选取合适的发生器参数.
在真空环境中，利用传输线测量装置，开展微波等离子体喷流对反射电磁波衰减的实验研究.实验结果表明，采用传输线测量方法能够有效地获得等离子体对反射电磁波的衰减；在5GHz附近，以氩气为工质，流量为52.5mg/s时，52W微波功率在真空环境中产生的等离子体喷流能对反射电磁波产生最大的衰减；增加微波功率、降低真空环境压强可以提高等离子体对反射电磁波的衰减；要使等离子体能够对反射电磁波产生最大的衰减，必须选取合适的发生器参数.
超短脉冲强激光与等离子体相互作用时产生的向靶内传输的超热电子在“快点火”方案中起着极其重要的作用.对于这部分向靶内传输的超热电子，韧致辐射方法是一种能有效、全面获得超热电子各方面信息的诊断方法.通过三维蒙特卡罗程序MCNP模拟了超热电子在靶材料中的输运以及它们在靶后方向产生的韧致辐射的性质，论证了韧致辐射诊断方法的可行性.
超短脉冲强激光与等离子体相互作用时产生的向靶内传输的超热电子在“快点火”方案中起着极其重要的作用.对于这部分向靶内传输的超热电子，韧致辐射方法是一种能有效、全面获得超热电子各方面信息的诊断方法.通过三维蒙特卡罗程序MCNP模拟了超热电子在靶材料中的输运以及它们在靶后方向产生的韧致辐射的性质，论证了韧致辐射诊断方法的可行性.
计算了X射线针孔成像系统的点扩散函数矩阵，利用Lucy-Richardson算法对模拟和真实的针孔图像进行了较好的恢复，分析了恢复后得到的结果，给出了合理的迭代次数、恢复方法细节和恢复图像的分辨率，并用模拟实验验证了Lucy-Richardson算法对针孔图像进行恢复的可靠性.
计算了X射线针孔成像系统的点扩散函数矩阵，利用Lucy-Richardson算法对模拟和真实的针孔图像进行了较好的恢复，分析了恢复后得到的结果，给出了合理的迭代次数、恢复方法细节和恢复图像的分辨率，并用模拟实验验证了Lucy-Richardson算法对针孔图像进行恢复的可靠性.
从实际应用的角度出发，常采用平均原子(AA)模型进行简化处理.为了能更精确计算高温高密等离子体的离子布居，提出了一套超越AA模型的方法.该方法能够较好地处理局域热动平衡(LTE)等离子体离子布居，也可有效地处理非局域热动平衡(n-LTE)等离子体离子布居.
从实际应用的角度出发，常采用平均原子(AA)模型进行简化处理.为了能更精确计算高温高密等离子体的离子布居，提出了一套超越AA模型的方法.该方法能够较好地处理局域热动平衡(LTE)等离子体离子布居，也可有效地处理非局域热动平衡(n-LTE)等离子体离子布居.
在现有的一维粒子模拟程序的基础上发展了带光电离和碰撞电离及蒙特卡罗两体碰撞的模拟程序(1D PIC-MCC). 用此程序模拟研究了短脉冲激光与He气靶相互作用时电子和离子的加速过程. 研究表明当强激光与过临界密度的微米厚度的平面靶相互作用时，靶前表面物质将被激光脉冲前沿迅速离化；新生的电子被激光场有质动力加速成为高能电子，这些电子穿入到靶内，通过电子碰撞电离离化靶内物质；一部分高能电子穿透靶后，会在靶的后表面形成强的电荷分离场，该场迅速离化靶后表面物质，同时使得后表面离子得到加速. 部分穿透靶的超热电子将被电荷分离场重新拉回靶内，在靶的前后表面振荡. 一些振荡电子在此过程中得到电荷分离场加速，离开前表面，在前表面也形成电荷分离场，使前表面离子得到加速.
在现有的一维粒子模拟程序的基础上发展了带光电离和碰撞电离及蒙特卡罗两体碰撞的模拟程序(1D PIC-MCC). 用此程序模拟研究了短脉冲激光与He气靶相互作用时电子和离子的加速过程. 研究表明当强激光与过临界密度的微米厚度的平面靶相互作用时，靶前表面物质将被激光脉冲前沿迅速离化；新生的电子被激光场有质动力加速成为高能电子，这些电子穿入到靶内，通过电子碰撞电离离化靶内物质；一部分高能电子穿透靶后，会在靶的后表面形成强的电荷分离场，该场迅速离化靶后表面物质，同时使得后表面离子得到加速. 部分穿透靶的超热电子将被电荷分离场重新拉回靶内，在靶的前后表面振荡. 一些振荡电子在此过程中得到电荷分离场加速，离开前表面，在前表面也形成电荷分离场，使前表面离子得到加速.
在速调管的输出段中电子与输出腔电场相互作用向外界交出能量，电子速度出现很大的零散，采用传统的时间积分算法无法对超越粒子进行有效跟踪. 说明了动态追踪算法的原理，并将基于该方法编写的一维圆盘模型计算程序用于速调管输出段的分析，与传统算法相比取得了更加准确的数值结果.
在速调管的输出段中电子与输出腔电场相互作用向外界交出能量，电子速度出现很大的零散，采用传统的时间积分算法无法对超越粒子进行有效跟踪. 说明了动态追踪算法的原理，并将基于该方法编写的一维圆盘模型计算程序用于速调管输出段的分析，与传统算法相比取得了更加准确的数值结果.
利用等离子体流体理论和纵向场分量法，结合螺旋线的导电面模型，对在有限磁场作用下，填充等离子体的螺旋线进行了严格的场分析. 在给出各区域电磁场分量表达式的基础上，利用螺旋线的边界条件，导出了磁化等离子体填充螺旋线中电磁波传播所满足的色散方程，并对所导出的色散方程进行了讨论.
利用等离子体流体理论和纵向场分量法，结合螺旋线的导电面模型，对在有限磁场作用下，填充等离子体的螺旋线进行了严格的场分析. 在给出各区域电磁场分量表达式的基础上，利用螺旋线的边界条件，导出了磁化等离子体填充螺旋线中电磁波传播所满足的色散方程，并对所导出的色散方程进行了讨论.
为了研究HL-2A等离子体偏滤器位形，研制了等离子体形状实时显示系统. 采用固定位置电流丝和有限电流元的方法编写了CF编码. 采用32道同时刻采集器UA301采集等离子体周围的磁场信息，使用P4 3GHz E CPU组装的兼容计算机处理数据. 这个系统每4ms采集一次数据并存盘，每16ms重画一次等离子体边界. 放电结束后可以详细地计算等离子体边界及其磁场以及由此导出的等离子体参数.
为了研究HL-2A等离子体偏滤器位形，研制了等离子体形状实时显示系统. 采用固定位置电流丝和有限电流元的方法编写了CF编码. 采用32道同时刻采集器UA301采集等离子体周围的磁场信息，使用P4 3GHz E CPU组装的兼容计算机处理数据. 这个系统每4ms采集一次数据并存盘，每16ms重画一次等离子体边界. 放电结束后可以详细地计算等离子体边界及其磁场以及由此导出的等离子体参数.
采用分子动力学方法对液态金属Ga凝固过程中不同冷却速率对微观结构演变的影响进行了模拟跟踪研究. 运用HA键型指数法和原子成团类型指数法(CTIM)分析了金属原子Ga的成键类型和形成的基本原子团结构. 结果发现，冷却速率对凝固过程中的微观结构起着非常重要的作用. 在以1.0×1014，1.0×1013，1.0×1012K/s的速率冷却时，系统形成以与1311，1301键型相关的菱面体结构为主，夹杂着立方体、六角密集等其他团簇结构所构成的非晶态结构；在以1.0×1011K/s的速率冷却时，系统明显发生结晶，其结晶转变温度Tc约为198K，且冷却速率越慢，结晶转变温度Tc越高，形成以与1421键型相关的斜方晶体(经可视化分析确认)为主要构型的晶态结构. 这将为研究液态金属的结晶转变过程提供一种新方法.
采用分子动力学方法对液态金属Ga凝固过程中不同冷却速率对微观结构演变的影响进行了模拟跟踪研究. 运用HA键型指数法和原子成团类型指数法(CTIM)分析了金属原子Ga的成键类型和形成的基本原子团结构. 结果发现，冷却速率对凝固过程中的微观结构起着非常重要的作用. 在以1.0×1014，1.0×1013，1.0×1012K/s的速率冷却时，系统形成以与1311，1301键型相关的菱面体结构为主，夹杂着立方体、六角密集等其他团簇结构所构成的非晶态结构；在以1.0×1011K/s的速率冷却时，系统明显发生结晶，其结晶转变温度Tc约为198K，且冷却速率越慢，结晶转变温度Tc越高，形成以与1421键型相关的斜方晶体(经可视化分析确认)为主要构型的晶态结构. 这将为研究液态金属的结晶转变过程提供一种新方法.
采用嵌入原子法对深过冷条件下Ni2TiAl合金的焓和密度进行了分子动力学模拟，模拟获得了比热和密度在1200K至2000K范围内的温度依赖关系. 结果表明过冷条件下Ni2TiAl合金的比热、密度和温度之间存在着线性关系，它们都随着温度的降低而降低. 比热的大小与依据Neumann-Kopp法则估算的结果相近，同时模拟过程中的尺度效应经验证可以忽略.
采用嵌入原子法对深过冷条件下Ni2TiAl合金的焓和密度进行了分子动力学模拟，模拟获得了比热和密度在1200K至2000K范围内的温度依赖关系. 结果表明过冷条件下Ni2TiAl合金的比热、密度和温度之间存在着线性关系，它们都随着温度的降低而降低. 比热的大小与依据Neumann-Kopp法则估算的结果相近，同时模拟过程中的尺度效应经验证可以忽略.
把超晶格“折沟道”对粒子的作用等效为形状相似的弱周期调制. 利用正弦平方势把粒子运动方程化为具有外周期弱调制的非线性微分方程，并利用Melnikov 方法分析了系统出现Smale 马蹄的临界条件. 预言了带电粒子同超晶格相互作用过程中, 系统可能出现的混沌行为, 为半导体超晶格材料的制备和半导体超晶格光磁电效应的研究提供了基本的理论分析.
把超晶格“折沟道”对粒子的作用等效为形状相似的弱周期调制. 利用正弦平方势把粒子运动方程化为具有外周期弱调制的非线性微分方程，并利用Melnikov 方法分析了系统出现Smale 马蹄的临界条件. 预言了带电粒子同超晶格相互作用过程中, 系统可能出现的混沌行为, 为半导体超晶格材料的制备和半导体超晶格光磁电效应的研究提供了基本的理论分析.
提出无磨损界面摩擦微观能量耗散机理的复合振子模型，指出滑动摩擦过程同时存在整体做低频弹性振动的宏观振子和界面原子受激励产生热振动的微观振子，并在此基础上分析了宏观振子和微观振子对摩擦能量耗散的不同影响. 通过对界面原子的动力学分析，指出摩擦过程界面激励力的频率是能量转换的关键:在平衡力作用阶段，界面作用力的频率趋于零，因而可以直接作用到每个原子，力的作用效果是整体和均匀的；在失稳跳跃阶段,由于界面激励力的频率极高，造成摩擦界面原子获得的能量分布很不均匀，从而产生不可逆的能量耗散过程. 与目前通用的独立振子模型比较，复合振子模型能够更准确描述摩擦能量耗散过程，可为摩擦控制提供理论指导.
提出无磨损界面摩擦微观能量耗散机理的复合振子模型，指出滑动摩擦过程同时存在整体做低频弹性振动的宏观振子和界面原子受激励产生热振动的微观振子，并在此基础上分析了宏观振子和微观振子对摩擦能量耗散的不同影响. 通过对界面原子的动力学分析，指出摩擦过程界面激励力的频率是能量转换的关键:在平衡力作用阶段，界面作用力的频率趋于零，因而可以直接作用到每个原子，力的作用效果是整体和均匀的；在失稳跳跃阶段,由于界面激励力的频率极高，造成摩擦界面原子获得的能量分布很不均匀，从而产生不可逆的能量耗散过程. 与目前通用的独立振子模型比较，复合振子模型能够更准确描述摩擦能量耗散过程，可为摩擦控制提供理论指导.
采用相场法模拟沉淀组织在不均匀共格本征弹性场及外加约束弹性应变作用下的演化历程，探讨了不均匀共格本征弹性场及外加约束弹性应变对共格沉淀组织演化的影响规律，并分析了弹性场在沉淀相变中对基体与沉淀相的平衡成分的影响.
采用相场法模拟沉淀组织在不均匀共格本征弹性场及外加约束弹性应变作用下的演化历程，探讨了不均匀共格本征弹性场及外加约束弹性应变对共格沉淀组织演化的影响规律，并分析了弹性场在沉淀相变中对基体与沉淀相的平衡成分的影响.
利用大角重位点阵模型建立了Mg合金［0001］对称倾斜晶界模型，应用实空间的连分数方法计算了杂质在晶界的偏聚能，杂质原子间相互作用能和不同体系的费米能级，讨论了杂质在晶界的偏聚行为，杂质间的相互作用与有序化的关系及杂质对镁合金腐蚀性能影响的物理本质. 计算结果表明，杂质原子偏聚于晶界，且主要偏聚于晶界的压缩区；杂质原子间相互排斥，因此在晶界区形成有序相；费米能级与材料的腐蚀电位存在这样的关系：材料的费米能级越高，其腐蚀电位就越低，容易被腐蚀，相反费米能级低，其腐蚀电位就高，不容易腐蚀. 体系中成分不同区域的费米能级差导致电子从费米能级高的区域流向费米能级低的区域，正是费米能级差构成了镁合金电化学腐蚀的电动势.
利用大角重位点阵模型建立了Mg合金［0001］对称倾斜晶界模型，应用实空间的连分数方法计算了杂质在晶界的偏聚能，杂质原子间相互作用能和不同体系的费米能级，讨论了杂质在晶界的偏聚行为，杂质间的相互作用与有序化的关系及杂质对镁合金腐蚀性能影响的物理本质. 计算结果表明，杂质原子偏聚于晶界，且主要偏聚于晶界的压缩区；杂质原子间相互排斥，因此在晶界区形成有序相；费米能级与材料的腐蚀电位存在这样的关系：材料的费米能级越高，其腐蚀电位就越低，容易被腐蚀，相反费米能级低，其腐蚀电位就高，不容易腐蚀. 体系中成分不同区域的费米能级差导致电子从费米能级高的区域流向费米能级低的区域，正是费米能级差构成了镁合金电化学腐蚀的电动势.
利用密度泛函理论研究了Fe，Co两种合金元素对Ni2MnGa合金(110)马氏体孪晶界面电子结构的影响. 分别从界面能、偏聚能、磁矩、键序和电子态密度等角度对合金元素在界面处的掺杂效应进行了分析和比较. 计算结果表明，在对界面的钉扎作用上，Co的界面掺杂效应较Fe的掺杂效应强；对于界面磁性的影响，Fe掺杂对界面磁结构的作用比Co掺杂显著.
利用密度泛函理论研究了Fe，Co两种合金元素对Ni2MnGa合金(110)马氏体孪晶界面电子结构的影响. 分别从界面能、偏聚能、磁矩、键序和电子态密度等角度对合金元素在界面处的掺杂效应进行了分析和比较. 计算结果表明，在对界面的钉扎作用上，Co的界面掺杂效应较Fe的掺杂效应强；对于界面磁性的影响，Fe掺杂对界面磁结构的作用比Co掺杂显著.
研究了SrAl12O19:Pr3+ 和Y3Al5O12(YAG):Pr3+ 在20K, 77K和300K的真空紫外(VUV)光谱，二者除了表现出Pr3+特有的发射性质外，还产生了一种特殊的发射现象，即自陷激子(STE)发射,并且其随着稀土离子浓度和温度的降低而增强. 还着重讨论了自陷激子对Pr3+发光的影响.
研究了SrAl12O19:Pr3+ 和Y3Al5O12(YAG):Pr3+ 在20K, 77K和300K的真空紫外(VUV)光谱，二者除了表现出Pr3+特有的发射性质外，还产生了一种特殊的发射现象，即自陷激子(STE)发射,并且其随着稀土离子浓度和温度的降低而增强. 还着重讨论了自陷激子对Pr3+发光的影响.
建立金属纳米颗粒在外电场中的排列结构模型，用经典理论分析纳米结构金属表面上吸附的CO分子在外电场中的相互作用能，包括有效偶极子间的相互作用和与局域电场的相互作用，并讨论和计算了纳米颗粒表面附近的局域电场. 用Monte-Carlo方法进行数值计算和模拟，具体给出纳米颗粒表面CO分子的分布和相互作用能，表明金属表面纳米结构使CO产生凝聚，并使分子相互作用能增加，为解释异常红外吸收效应提供依据.
建立金属纳米颗粒在外电场中的排列结构模型，用经典理论分析纳米结构金属表面上吸附的CO分子在外电场中的相互作用能，包括有效偶极子间的相互作用和与局域电场的相互作用，并讨论和计算了纳米颗粒表面附近的局域电场. 用Monte-Carlo方法进行数值计算和模拟，具体给出纳米颗粒表面CO分子的分布和相互作用能，表明金属表面纳米结构使CO产生凝聚，并使分子相互作用能增加，为解释异常红外吸收效应提供依据.
在电容测量的基础上研究了薄隧道氧化层在恒定Fowler-Nordheim(F-N)隧穿电流下的退化情况. 这种退化是恒流应力和时间的函数，对恒流应力大小的依赖性更加强烈，隧道氧化层在F-N电流下的退化是注入电荷密度(Qinj)的函数. 在较低Qinj下氧化层中发生正电荷俘获，在较高Qinj下发生负电荷俘获，导致栅压变化的反复.
在电容测量的基础上研究了薄隧道氧化层在恒定Fowler-Nordheim(F-N)隧穿电流下的退化情况. 这种退化是恒流应力和时间的函数，对恒流应力大小的依赖性更加强烈，隧道氧化层在F-N电流下的退化是注入电荷密度(Qinj)的函数. 在较低Qinj下氧化层中发生正电荷俘获，在较高Qinj下发生负电荷俘获，导致栅压变化的反复.
报道采用电晕充电方法，对用高温熔融粘合工艺制备得到的双向拉伸多孔PTFE与PP复合过滤材料进行驻极体改性，并采用热刺激放电和表面电位测量等方法研究了材料的电荷存储稳定性,根据驻极体相关理论，对实验结果进行了解释. 结果表明，电晕充电的多孔PTFE/熔喷或纺粘PP覆膜材料中，既存在空间电荷又存在极化电荷，复合膜的界面是电荷陷阱的主要来源. 从不同面对复合膜材料进行充电时，材料具有完全不同的电荷存储特性. 由于材料体内空间电荷和极化电荷的极性相反、相互补偿，表面电位测定并不能真正反映材料内部电荷的存储状态.
报道采用电晕充电方法，对用高温熔融粘合工艺制备得到的双向拉伸多孔PTFE与PP复合过滤材料进行驻极体改性，并采用热刺激放电和表面电位测量等方法研究了材料的电荷存储稳定性,根据驻极体相关理论，对实验结果进行了解释. 结果表明，电晕充电的多孔PTFE/熔喷或纺粘PP覆膜材料中，既存在空间电荷又存在极化电荷，复合膜的界面是电荷陷阱的主要来源. 从不同面对复合膜材料进行充电时，材料具有完全不同的电荷存储特性. 由于材料体内空间电荷和极化电荷的极性相反、相互补偿，表面电位测定并不能真正反映材料内部电荷的存储状态.
用全带多粒子Monte Carlo方法模拟纤锌矿相(Wurtzite)GaN空穴输运特性的结果. 用经验赝势法计算得到能带结构数据. 模拟包含了声学声子散射，光学声子散射，极性光学声子散射，压电散射，电离杂质散射及带间散射等散射机理. 计算得到了空穴沿3个主要对称方向上的空穴平均漂移速度和平均能量与电场强度的关系曲线，室温下漂移速度呈现饱和特性. 在所研究的电场范围内，最大平均漂移速度约为6×106cm s-1，最大空穴平均能量约为0.12eV, 这些值均比电子的相应参数低很多. 还给出了空穴的扩散迁移率与杂质浓度关系的模拟结果.
用全带多粒子Monte Carlo方法模拟纤锌矿相(Wurtzite)GaN空穴输运特性的结果. 用经验赝势法计算得到能带结构数据. 模拟包含了声学声子散射，光学声子散射，极性光学声子散射，压电散射，电离杂质散射及带间散射等散射机理. 计算得到了空穴沿3个主要对称方向上的空穴平均漂移速度和平均能量与电场强度的关系曲线，室温下漂移速度呈现饱和特性. 在所研究的电场范围内，最大平均漂移速度约为6×106cm s-1，最大空穴平均能量约为0.12eV, 这些值均比电子的相应参数低很多. 还给出了空穴的扩散迁移率与杂质浓度关系的模拟结果.
在蓝宝石衬底上通过金属有机物化学气相沉积(metal-organic chemical vapor deposition，MOCVD)方法外延生长的GaN薄膜具有良好的结晶品质，χmin达到2.00%. 结合卢瑟福背散射/沟道(Rutherford backscattering/channeling，RBS/C)和高分辨X射线衍射(high-resolution X-ray diffraction，HXRD)的实验测量，研究了不同剂量和不同角度Mg+注入GaN所造成的辐射损伤. 实验结果表明，随注入剂量的增大，晶体的辐射损伤也增大，注入剂量在1×1015atom/cm2以下，χmin小于4.78%，1×1016atom/cm2是Mg+注入GaN的剂量阈值，超过这个阈值，结晶品质急剧变差，χmin达到29.5%；随机注入比沟道注入的辐射损伤大，且在一定范围内随注入角度的增大，损伤也增大，在4×1015atom/cm2剂量下偏离〈0001〉沟道0°，4°，6°，9°时的χmin(%)分别为6.28，8.46，10.06，10.85；经过700℃/10min+1050℃/20s两步退火和1000℃/30s高温快速退火后，晶体的辐射损伤都有一定程度的恢复，而且1000℃/30s高温快速退火的效果更好，晶体的辐射损伤可以得到更好的恢复.
在蓝宝石衬底上通过金属有机物化学气相沉积(metal-organic chemical vapor deposition，MOCVD)方法外延生长的GaN薄膜具有良好的结晶品质，χmin达到2.00%. 结合卢瑟福背散射/沟道(Rutherford backscattering/channeling，RBS/C)和高分辨X射线衍射(high-resolution X-ray diffraction，HXRD)的实验测量，研究了不同剂量和不同角度Mg+注入GaN所造成的辐射损伤. 实验结果表明，随注入剂量的增大，晶体的辐射损伤也增大，注入剂量在1×1015atom/cm2以下，χmin小于4.78%，1×1016atom/cm2是Mg+注入GaN的剂量阈值，超过这个阈值，结晶品质急剧变差，χmin达到29.5%；随机注入比沟道注入的辐射损伤大，且在一定范围内随注入角度的增大，损伤也增大，在4×1015atom/cm2剂量下偏离〈0001〉沟道0°，4°，6°，9°时的χmin(%)分别为6.28，8.46，10.06，10.85；经过700℃/10min+1050℃/20s两步退火和1000℃/30s高温快速退火后，晶体的辐射损伤都有一定程度的恢复，而且1000℃/30s高温快速退火的效果更好，晶体的辐射损伤可以得到更好的恢复.
用磁控溅射方法制各纯Fe薄膜，并硫化合成FeS2. 采用同步辐射X射线近边吸收谱与X射线光电子能谱研究了薄膜的电子结构. 结果表明，合成的FeS2薄膜，在费米能级附近，有较强的Fe 3d态密度存在，同时，在价带谱中2—10eV处有强度较大的S 3p态密度存在；Fe的3d轨道在八面体配位场作用下分别为t2g和eg轨道，实验中由Fe的吸收谱计算得到两分裂能级之差为2.1eV;实验测得FeS2价带结构中导带宽度约为2.4eV，导带上方仍存在第二能隙，其宽度约为2.8eV.
用磁控溅射方法制各纯Fe薄膜，并硫化合成FeS2. 采用同步辐射X射线近边吸收谱与X射线光电子能谱研究了薄膜的电子结构. 结果表明，合成的FeS2薄膜，在费米能级附近，有较强的Fe 3d态密度存在，同时，在价带谱中2—10eV处有强度较大的S 3p态密度存在；Fe的3d轨道在八面体配位场作用下分别为t2g和eg轨道，实验中由Fe的吸收谱计算得到两分裂能级之差为2.1eV;实验测得FeS2价带结构中导带宽度约为2.4eV，导带上方仍存在第二能隙，其宽度约为2.8eV.
采用氧化和析出的方法在氧化硅中凝聚生成锗纳米晶体量子点结构. 其形成的锗晶体团簇没有突出的棱角和支晶结构，锗晶体团簇的轮廓较圆混，故可以用球形量子点模型来模拟实际的锗晶体团簇. 对比了在长时间退火氧化条件下和在短时间退火用激光照射氧化条件下所生成的锗纳米晶体结构的PL光谱和对应的锗纳米晶体团簇的尺寸分布. 短时间退火氧化条件下生成的锗纳米晶体较小(3.28—3.96nm)，长时间退火用激光照射氧化条件下所生成的锗纳米晶体较大(3.72—4.98nm)；其分布结构显示某些尺寸的锗纳米晶体团簇较稳定，适当的氧化条件可以得到尺寸分布范围较窄的锗纳米晶体团簇. 用量子点受限模型计算了锗纳米晶体团簇的能隙结构，用Monte Carlo方法模拟了PL光谱和对应的锗纳米晶体团簇的尺寸分布，分别与实验结果符合较好.
采用氧化和析出的方法在氧化硅中凝聚生成锗纳米晶体量子点结构. 其形成的锗晶体团簇没有突出的棱角和支晶结构，锗晶体团簇的轮廓较圆混，故可以用球形量子点模型来模拟实际的锗晶体团簇. 对比了在长时间退火氧化条件下和在短时间退火用激光照射氧化条件下所生成的锗纳米晶体结构的PL光谱和对应的锗纳米晶体团簇的尺寸分布. 短时间退火氧化条件下生成的锗纳米晶体较小(3.28—3.96nm)，长时间退火用激光照射氧化条件下所生成的锗纳米晶体较大(3.72—4.98nm)；其分布结构显示某些尺寸的锗纳米晶体团簇较稳定，适当的氧化条件可以得到尺寸分布范围较窄的锗纳米晶体团簇. 用量子点受限模型计算了锗纳米晶体团簇的能隙结构，用Monte Carlo方法模拟了PL光谱和对应的锗纳米晶体团簇的尺寸分布，分别与实验结果符合较好.
对形如Nt×Nl型准二维无序系统，只考虑格点之间的最近邻跳跃积分，采用特殊的格点编号方案，在单电子近似下，系统的哈密顿量可表示为简明对称矩阵，借助豪斯荷尔德变换将其约化为对称三对角矩阵，再利用负本征值理论及传输矩阵等方法,对系统态密度、局域长度及电导等电子结构特性进行数值计算. 重点研究了准一维四平行链和五平行链无序系统， 将结果与一维单链、准一维双链及三链系统进行对比，发现随维度的增加，系统的能带有所展宽，能态密度分布发生很大的变化，其峰值数量呈偶数规律增加. 并且在能带中心处存在有局域长度大于系统大小的扩展态，处于这些态下的系统具有较大电导. 从单链到多链，相当于扩大了系统的关联范围，使系统出现了类似非对角长程关联的行为.
对形如Nt×Nl型准二维无序系统，只考虑格点之间的最近邻跳跃积分，采用特殊的格点编号方案，在单电子近似下，系统的哈密顿量可表示为简明对称矩阵，借助豪斯荷尔德变换将其约化为对称三对角矩阵，再利用负本征值理论及传输矩阵等方法,对系统态密度、局域长度及电导等电子结构特性进行数值计算. 重点研究了准一维四平行链和五平行链无序系统， 将结果与一维单链、准一维双链及三链系统进行对比，发现随维度的增加，系统的能带有所展宽，能态密度分布发生很大的变化，其峰值数量呈偶数规律增加. 并且在能带中心处存在有局域长度大于系统大小的扩展态，处于这些态下的系统具有较大电导. 从单链到多链，相当于扩大了系统的关联范围，使系统出现了类似非对角长程关联的行为.
通过磁输运测量研究了Al0.22Ga0.78N/GaN二维电子气的电子相干散射中的弱局域和反弱局域化现象.在外加弱磁场的情况下，该系统表现出正-负磁阻的变化，说明在Al0.22Ga0.78N/GaN异质结中存在晶体场引起的电子自旋-轨道散射.同时讨论了二维电子气中不同的散射时间对温度的依赖关系，实验得到的非弹性散射时间与温度成反比，表明非弹性散射机理主要来源于小能量转移的电子-电子散射.
通过磁输运测量研究了Al0.22Ga0.78N/GaN二维电子气的电子相干散射中的弱局域和反弱局域化现象.在外加弱磁场的情况下，该系统表现出正-负磁阻的变化，说明在Al0.22Ga0.78N/GaN异质结中存在晶体场引起的电子自旋-轨道散射.同时讨论了二维电子气中不同的散射时间对温度的依赖关系，实验得到的非弹性散射时间与温度成反比，表明非弹性散射机理主要来源于小能量转移的电子-电子散射.
测量了CdTe太阳电池器件从50kHz至1MHz频率范围的电容-电压特性，计算了吸收层的载流子浓度和空间电荷区的位置，电容-电压特性测试结果出现两个峰，峰特征与测试频率有关，用多结模型进行模拟分析，解释了实验结果.测量了电池从220K至300K的变温暗电流-电压特性，得出电池的反向暗饱和电流密度J0和二级管理想因子A，分析了J0，A随测量温度的变化,并讨论了电池器件的电流特性.
测量了CdTe太阳电池器件从50kHz至1MHz频率范围的电容-电压特性，计算了吸收层的载流子浓度和空间电荷区的位置，电容-电压特性测试结果出现两个峰，峰特征与测试频率有关，用多结模型进行模拟分析，解释了实验结果.测量了电池从220K至300K的变温暗电流-电压特性，得出电池的反向暗饱和电流密度J0和二级管理想因子A，分析了J0，A随测量温度的变化,并讨论了电池器件的电流特性.
主要研究负栅压偏置不稳定性(negative bias temperature instability，NBTI)效应中的自愈合效应，研究了器件阈值电压随着恢复时间和应力时间的恢复规律.研究表明器件的退化可以恢复是由于NBTI应力后界面态被氢钝化.
主要研究负栅压偏置不稳定性(negative bias temperature instability，NBTI)效应中的自愈合效应，研究了器件阈值电压随着恢复时间和应力时间的恢复规律.研究表明器件的退化可以恢复是由于NBTI应力后界面态被氢钝化.
采用射频溅射制备BST薄膜，研究了薄膜的介电击穿特性.实验表明，在电压增大到传统击穿电压(电流密度出现瞬时增大时的电压)之前，薄膜性能已被破坏，发现在传统击穿状态之前存在另一个新状态——初始击穿状态.通过测试各状态的J-V(电流密度-电压)、J-T(电流密度-温度)特性分析其导电机理，建立了薄膜结构、漏电性能随电场强度增大而变化的模型.最后提出了确定实际意义上击穿电压的方法.
采用射频溅射制备BST薄膜，研究了薄膜的介电击穿特性.实验表明，在电压增大到传统击穿电压(电流密度出现瞬时增大时的电压)之前，薄膜性能已被破坏，发现在传统击穿状态之前存在另一个新状态——初始击穿状态.通过测试各状态的J-V(电流密度-电压)、J-T(电流密度-温度)特性分析其导电机理，建立了薄膜结构、漏电性能随电场强度增大而变化的模型.最后提出了确定实际意义上击穿电压的方法.
从外加偏压、预辐照处理等方面对三明治结构金刚石膜探测器在α粒子辐照下的电学性能进行了研究.电流-电压特性和脉冲高度分布测试和分析表明，金刚石膜探测器在能量为5.5MeV的241Am α粒子辐照一定时间后，其暗电流有所增加.探测器顶电极施加负偏压时，在α粒子辐照下得到的净电流和信噪比均较大.Raman光谱测试表明，造成上述现象的原因很可能是金刚石膜厚度方向的不均匀性分布.负偏压下探测器对α粒子的能量分辨率为25.0%，优于正偏压下的能量分辨率(38.4%).随着α粒子辐照时间的延长，探测器的净电流和电荷收集效率均有明显增加.
从外加偏压、预辐照处理等方面对三明治结构金刚石膜探测器在α粒子辐照下的电学性能进行了研究.电流-电压特性和脉冲高度分布测试和分析表明，金刚石膜探测器在能量为5.5MeV的241Am α粒子辐照一定时间后，其暗电流有所增加.探测器顶电极施加负偏压时，在α粒子辐照下得到的净电流和信噪比均较大.Raman光谱测试表明，造成上述现象的原因很可能是金刚石膜厚度方向的不均匀性分布.负偏压下探测器对α粒子的能量分辨率为25.0%，优于正偏压下的能量分辨率(38.4%).随着α粒子辐照时间的延长，探测器的净电流和电荷收集效率均有明显增加.
以SiCl4和H2为气源，用等离子体增强化学气相沉积技术，在250℃的低温下，研究氢稀释度对多晶硅薄膜结构特性的影响.实验结果表明，对于以SiCl4和H2组成的反应源气体，氢对薄膜生长特性的影响有异于SiH4/H2，在一定功率下，薄膜的晶化率随氢稀释度的减小而增加，在一定的氢稀释度下薄膜晶化度达到最大值85％；随着氢稀释度的继续减小，薄膜晶化度迅速下降，并逐渐向非晶态结构转变.随氢稀释度的减小，薄膜的光学带隙由 1.5eV减小至约1.2eV，而后增大至1.8eV.沉积速率则随氢稀释度的减小先增加后减小，在无氢条件下，无薄膜形成.在最佳氢稀释度条件下，Cl基是促进晶化度提高，晶粒长大的一个主要因素.
以SiCl4和H2为气源，用等离子体增强化学气相沉积技术，在250℃的低温下，研究氢稀释度对多晶硅薄膜结构特性的影响.实验结果表明，对于以SiCl4和H2组成的反应源气体，氢对薄膜生长特性的影响有异于SiH4/H2，在一定功率下，薄膜的晶化率随氢稀释度的减小而增加，在一定的氢稀释度下薄膜晶化度达到最大值85％；随着氢稀释度的继续减小，薄膜晶化度迅速下降，并逐渐向非晶态结构转变.随氢稀释度的减小，薄膜的光学带隙由 1.5eV减小至约1.2eV，而后增大至1.8eV.沉积速率则随氢稀释度的减小先增加后减小，在无氢条件下，无薄膜形成.在最佳氢稀释度条件下，Cl基是促进晶化度提高，晶粒长大的一个主要因素.
测量了纯金属Fe，Co，Ni的热电势发现，在居里点附近热电势随温度的变化关系曲线均呈现先凹后凸的反常现象.由曲线的转折处可确定三个居里温度，即铁磁态居里点Tf，居里点TC和顺磁居里点θp.由曲线可见，金属由铁磁态到顺磁态的相转变，存在一定温度间隔的转变过程，居里温度是这一过程的中间温度.分析曲线表明，温度在Tf与TC范围有空穴参与导电，说明磁性负载者是d带中的空穴.对于温度在TC与θp范围可能存在短程有序进行了讨论.
测量了纯金属Fe，Co，Ni的热电势发现，在居里点附近热电势随温度的变化关系曲线均呈现先凹后凸的反常现象.由曲线的转折处可确定三个居里温度，即铁磁态居里点Tf，居里点TC和顺磁居里点θp.由曲线可见，金属由铁磁态到顺磁态的相转变，存在一定温度间隔的转变过程，居里温度是这一过程的中间温度.分析曲线表明，温度在Tf与TC范围有空穴参与导电，说明磁性负载者是d带中的空穴.对于温度在TC与θp范围可能存在短程有序进行了讨论.
利用X射线衍射研究了CoNiZ(Z＝Si，Sb，Sn，Ga 等)合金在不同热处理条件下的相组成.当Z元素为Sn，Sb时，材料是完全的B2结构；但Z为Si时，材料变成面心立方的γ相.形成B2还是γ相由电子浓度和原子尺寸效应两种因素共同决定.而CoNiGa的研究结果表明，在合金中除了形成B2结构的同时还容易形成γ相，常表现出两相共存的特性.对材料进行不同方式的热处理可以使合金中两相的含量有所消长,γ相含量的多少对CoNiGa合金的马氏体相变有很大的影响.分析指出，两相共存及其所带来的物性变化是CoNiGa铁磁性形状记忆合金非常有利用价值的物理性质.
利用X射线衍射研究了CoNiZ(Z＝Si，Sb，Sn，Ga 等)合金在不同热处理条件下的相组成.当Z元素为Sn，Sb时，材料是完全的B2结构；但Z为Si时，材料变成面心立方的γ相.形成B2还是γ相由电子浓度和原子尺寸效应两种因素共同决定.而CoNiGa的研究结果表明，在合金中除了形成B2结构的同时还容易形成γ相，常表现出两相共存的特性.对材料进行不同方式的热处理可以使合金中两相的含量有所消长,γ相含量的多少对CoNiGa合金的马氏体相变有很大的影响.分析指出，两相共存及其所带来的物性变化是CoNiGa铁磁性形状记忆合金非常有利用价值的物理性质.
采用严格对角化方法和自洽方法，研究准周期相互作用对spin-Peierls模型中晶格畸变和能隙的影响.研究表明，引入准周期作用后，spin-Peierls模型中晶格畸变和能谱表现出准周期结构的自相似特性.另外，在弹性系数K取不同值时，随着准周期作用强度的增强，晶格畸变的平均值可能会增大、减小或先增大后减小，其对应的能隙也有相似的行为.
采用严格对角化方法和自洽方法，研究准周期相互作用对spin-Peierls模型中晶格畸变和能隙的影响.研究表明，引入准周期作用后，spin-Peierls模型中晶格畸变和能谱表现出准周期结构的自相似特性.另外，在弹性系数K取不同值时，随着准周期作用强度的增强，晶格畸变的平均值可能会增大、减小或先增大后减小，其对应的能隙也有相似的行为.
将NiFe/PtMn双层膜生长在(Ni0.81Fe0.19)1-xCrx种子层材料上，通过改变种子层中Cr的原子含量，系统的研究了NiFe/PtMn双层膜中PtMn晶粒尺寸和织构对交换偏置的影响.对退火270℃，5h后的NiFe/PtMn双层膜磁性的研究表明,PtMn织构强弱对交换偏置场的影响不明显，而PtMn的晶粒尺寸是影响交换偏置场的主要因素，PtMn颗粒的相干长度在11.3nm左右时得到了较大的交换偏置场.
将NiFe/PtMn双层膜生长在(Ni0.81Fe0.19)1-xCrx种子层材料上，通过改变种子层中Cr的原子含量，系统的研究了NiFe/PtMn双层膜中PtMn晶粒尺寸和织构对交换偏置的影响.对退火270℃，5h后的NiFe/PtMn双层膜磁性的研究表明,PtMn织构强弱对交换偏置场的影响不明显，而PtMn的晶粒尺寸是影响交换偏置场的主要因素，PtMn颗粒的相干长度在11.3nm左右时得到了较大的交换偏置场.
讨论了Ni0.8Zn0.2Fe2O4 (NZFO)与锆钛酸铅(PZT)的双层膜结构样品的磁电(ME)效应.NZFO粉料由溶胶-凝胶法制成，再经900℃热压，并高温烧结.在该双层膜中测量到了很强的磁电相互作用.发现横向的磁电效应比纵向效应大一个数量级，并且随NZFO烧结温度的提高而增加.当烧结温度从950℃上升到1380℃时，横向ME电压系数(αE)的最大值变化范围为25.6 mV Am-2≤αE≤199.6 mV Am-2.理论分析显示NZFO-PZT双层膜样品中ME效应源于NZFO与PZT之间相对良好的磁电耦合.
讨论了Ni0.8Zn0.2Fe2O4 (NZFO)与锆钛酸铅(PZT)的双层膜结构样品的磁电(ME)效应.NZFO粉料由溶胶-凝胶法制成，再经900℃热压，并高温烧结.在该双层膜中测量到了很强的磁电相互作用.发现横向的磁电效应比纵向效应大一个数量级，并且随NZFO烧结温度的提高而增加.当烧结温度从950℃上升到1380℃时，横向ME电压系数(αE)的最大值变化范围为25.6 mV Am-2≤αE≤199.6 mV Am-2.理论分析显示NZFO-PZT双层膜样品中ME效应源于NZFO与PZT之间相对良好的磁电耦合.
采用水雾化方法制备Fe74Al4Sn2P10C2B4Si4合金粉末，研究发现该合金具有强的非晶形成能力和高热稳定性，在粉末粒度小于400目时可以形成非晶态合金.采用该非晶粉末制备的磁粉芯在高频下品质因数显著高于MPP粉芯，说明该磁粉芯高频损耗较低.分析表明，非晶合金磁粉芯高频下损耗低的主要原因是电阻率较高.
采用水雾化方法制备Fe74Al4Sn2P10C2B4Si4合金粉末，研究发现该合金具有强的非晶形成能力和高热稳定性，在粉末粒度小于400目时可以形成非晶态合金.采用该非晶粉末制备的磁粉芯在高频下品质因数显著高于MPP粉芯，说明该磁粉芯高频损耗较低.分析表明，非晶合金磁粉芯高频下损耗低的主要原因是电阻率较高.
研究了以固相反应法制备Co掺杂ZnO粉体的磁性和光学性能，测试结果表明对于均匀掺杂的Zn0.95Co0.05O粉体，Co2+随机取代Zn2+的位置进入ZnO晶格.Co2+之间的3d自旋电子耦合交换作用使得近邻的Co2+自旋反平行，Zn0.95Co0.05O粉体在3—300K表现为顺磁性，而非铁磁性.
研究了以固相反应法制备Co掺杂ZnO粉体的磁性和光学性能，测试结果表明对于均匀掺杂的Zn0.95Co0.05O粉体，Co2+随机取代Zn2+的位置进入ZnO晶格.Co2+之间的3d自旋电子耦合交换作用使得近邻的Co2+自旋反平行，Zn0.95Co0.05O粉体在3—300K表现为顺磁性，而非铁磁性.
用磁控溅射在热单晶MgO(100)基片上制备了［FePt/BN］多层膜，经真空热处理后，得到具有垂直取向L10-FePt/BN颗粒膜.X射线衍射结果和磁性测量的结果表明，［FePt(2nm)/BN(0.5nm)］10和［FePt(1nm)/BN(0.25nm)］20多层膜经700℃热处理1h后，均具有较好的(001)取向.［FePt(1nm)/BN(0.25nm)］20垂直矫顽力达到522kA/m，剩磁比达到0.99，开关场分布S达到0.94，FePt晶粒平均尺寸约15—20nm，适合用于将来超高密度的垂直磁记录介质.
用磁控溅射在热单晶MgO(100)基片上制备了［FePt/BN］多层膜，经真空热处理后，得到具有垂直取向L10-FePt/BN颗粒膜.X射线衍射结果和磁性测量的结果表明，［FePt(2nm)/BN(0.5nm)］10和［FePt(1nm)/BN(0.25nm)］20多层膜经700℃热处理1h后，均具有较好的(001)取向.［FePt(1nm)/BN(0.25nm)］20垂直矫顽力达到522kA/m，剩磁比达到0.99，开关场分布S达到0.94，FePt晶粒平均尺寸约15—20nm，适合用于将来超高密度的垂直磁记录介质.
利用磁控溅射制备了薄膜厚度为50nm的系列(FexPt1-x)100-yCuy(x=0.46—0.56,y=0,0.04,0.12) 样品.利用直流共溅射方法精确控制Fe和Pt的原子比.实验结果表明，当x>0.52时，样品中添加Cu不能促进FePt的有序化，但是对于FePt化学原子定比或富Pt的样品，添加Cu可以促进FePt有序化，而且随着Fe含量的减少，需要更多的Cu添加才能实现较低温度下FePt薄膜的有序化.实验结果表明，原子比(FeCu)/Pt达到1.1—1.2的范围时，即可实现较低温度的有序化.
利用磁控溅射制备了薄膜厚度为50nm的系列(FexPt1-x)100-yCuy(x=0.46—0.56,y=0,0.04,0.12) 样品.利用直流共溅射方法精确控制Fe和Pt的原子比.实验结果表明，当x>0.52时，样品中添加Cu不能促进FePt的有序化，但是对于FePt化学原子定比或富Pt的样品，添加Cu可以促进FePt有序化，而且随着Fe含量的减少，需要更多的Cu添加才能实现较低温度下FePt薄膜的有序化.实验结果表明，原子比(FeCu)/Pt达到1.1—1.2的范围时，即可实现较低温度的有序化.
采用电子回旋共振等离子体化学气相淀积(ECR-CVD)法，以C4F8和CH4为源气体制备了非晶氟化碳(a-C：F)薄膜.X射线电子能谱(XPS)和傅里叶变换红外光谱(FTIR)分析表明，a-C：F薄膜退火后厚度减小是由于位于a-C：F薄膜交联结构末端的C—C和CF3结合态的热稳定性较差，导致退火时容易生成气态挥发物造成的.a-C：F膜介电常数在300℃氮气气氛中退火后由于电子极化增大和薄膜密度增加而上升，界面态陷阱密度从(5—9)×1011eV-1·cm-2降至(4—6)×1011eV-1·cm-2.a-C：F薄膜导电行为在低场强区域呈现欧姆特性，在高场强区域符合 Poole-Frankel机理.非定域π电子在带尾形成陷阱且陷阱能量在退火后降低，从而使更多陷阱电子在场增强热激发作用下进入导带并引起电流增大.
采用电子回旋共振等离子体化学气相淀积(ECR-CVD)法，以C4F8和CH4为源气体制备了非晶氟化碳(a-C：F)薄膜.X射线电子能谱(XPS)和傅里叶变换红外光谱(FTIR)分析表明，a-C：F薄膜退火后厚度减小是由于位于a-C：F薄膜交联结构末端的C—C和CF3结合态的热稳定性较差，导致退火时容易生成气态挥发物造成的.a-C：F膜介电常数在300℃氮气气氛中退火后由于电子极化增大和薄膜密度增加而上升，界面态陷阱密度从(5—9)×1011eV-1·cm-2降至(4—6)×1011eV-1·cm-2.a-C：F薄膜导电行为在低场强区域呈现欧姆特性，在高场强区域符合 Poole-Frankel机理.非定域π电子在带尾形成陷阱且陷阱能量在退火后降低，从而使更多陷阱电子在场增强热激发作用下进入导带并引起电流增大.
研究了经压力膨化后的热处理温度对聚丙烯蜂窝膜(cellular PP)驻极体机电性能的影响.结果表明，在从常温至PP熔融温区内，压力膨化工艺处理后PP蜂窝膜的厚度随着热处理温度的升高而逐渐增大；然而热处理温度对PP蜂窝膜的压电活性及其相关性质的影响具有显著不同的规律，在90℃时，PP蜂窝膜的弹性模量和机电耦合系数分别出现谷值和峰值，同时压电d33系数达到377pC/N的最大值.随着热处理温度的升高，它们的谐振频率的变化范围约为794到371kHz.
研究了经压力膨化后的热处理温度对聚丙烯蜂窝膜(cellular PP)驻极体机电性能的影响.结果表明，在从常温至PP熔融温区内，压力膨化工艺处理后PP蜂窝膜的厚度随着热处理温度的升高而逐渐增大；然而热处理温度对PP蜂窝膜的压电活性及其相关性质的影响具有显著不同的规律，在90℃时，PP蜂窝膜的弹性模量和机电耦合系数分别出现谷值和峰值，同时压电d33系数达到377pC/N的最大值.随着热处理温度的升高，它们的谐振频率的变化范围约为794到371kHz.
极化了的PZT 95/5铁电陶瓷在冲击波作用下发生铁电相到反铁电相的结构相变，释放出被束缚的电荷，流经外电路，形成脉冲电流.基于这一原理，针对低感、低阻负载的要求，对PZT 95/5铁电陶瓷 LRC电路响应进行了理论分析，并开展了实验研究.实验采用多组PZT 95/5铁电陶瓷并联，获得了前沿小于500ns，峰值大于5kA的大电流.
极化了的PZT 95/5铁电陶瓷在冲击波作用下发生铁电相到反铁电相的结构相变，释放出被束缚的电荷，流经外电路，形成脉冲电流.基于这一原理，针对低感、低阻负载的要求，对PZT 95/5铁电陶瓷 LRC电路响应进行了理论分析，并开展了实验研究.实验采用多组PZT 95/5铁电陶瓷并联，获得了前沿小于500ns，峰值大于5kA的大电流.
用sol-gel法制备出了具有良好铁电性、纯钙钛矿结构的PbTiO3/Pb(Zr0.3Ti0.7)O3/PbTiO3(PT/PZT/PT)新型夹心结构铁电薄膜.用扫描力显微镜(SFM)的压电响应模式获得了薄膜铁电畴的垂直于膜平面方向(OPP)、膜平面内(IPP)及OPP的相位和幅度图像，结合理论分析指出薄膜的电畴主要由c畴和偏离垂直于膜平面方向上的c畴构成，薄膜取向的复杂性导致了复杂的畴结构.对于［111］取向的薄膜，当偏离垂直于膜平面方向上的c畴在垂直膜平面方向和面内方向都相反时构成180°的畴壁，在垂直膜平面方向上相同、面内方向相反或由垂直膜平面方向上相反、面内方向相同时构成90°畴壁.
用sol-gel法制备出了具有良好铁电性、纯钙钛矿结构的PbTiO3/Pb(Zr0.3Ti0.7)O3/PbTiO3(PT/PZT/PT)新型夹心结构铁电薄膜.用扫描力显微镜(SFM)的压电响应模式获得了薄膜铁电畴的垂直于膜平面方向(OPP)、膜平面内(IPP)及OPP的相位和幅度图像，结合理论分析指出薄膜的电畴主要由c畴和偏离垂直于膜平面方向上的c畴构成，薄膜取向的复杂性导致了复杂的畴结构.对于［111］取向的薄膜，当偏离垂直于膜平面方向上的c畴在垂直膜平面方向和面内方向都相反时构成180°的畴壁，在垂直膜平面方向上相同、面内方向相反或由垂直膜平面方向上相反、面内方向相同时构成90°畴壁.
利用平面波展开方法计算了波状结构二维光子晶体(2DPC)的等频面，对等频面内矩形轮廓的等频线进行研究，提出了波状结构2DPC的自准直特性，运用时域有限差分(FDTD)方法模拟了波状结构2DPC在不同入射角情况下对所入射高斯光束的自准直作用.将波状结构2DPC的自准直特性运用到近场亚波长成像，模拟了波状结构2DPC的自准直亚波长成像效果，单光源的成像分辨率达到0.28λ，且随着光源逐渐远离近场范围而降低.
利用平面波展开方法计算了波状结构二维光子晶体(2DPC)的等频面，对等频面内矩形轮廓的等频线进行研究，提出了波状结构2DPC的自准直特性，运用时域有限差分(FDTD)方法模拟了波状结构2DPC在不同入射角情况下对所入射高斯光束的自准直作用.将波状结构2DPC的自准直特性运用到近场亚波长成像，模拟了波状结构2DPC的自准直亚波长成像效果，单光源的成像分辨率达到0.28λ，且随着光源逐渐远离近场范围而降低.
研究了掺Pb,Ga对Ce:YIG晶体的晶场、交换作用和磁光Faraday效应的影响.当Ga3+离子取代量为12%时，交换作用有效场减少51%，导致Ce3+离子最低两个能级的占有概率之差减少49%.Ga3+离子取代，同时影响分子场和晶场；而Pb2+离子的取代，只影响晶体场，对分子场的影响甚微.掺杂对稀土石榴石晶体的磁光性能有较大影响.
研究了掺Pb,Ga对Ce:YIG晶体的晶场、交换作用和磁光Faraday效应的影响.当Ga3+离子取代量为12%时，交换作用有效场减少51%，导致Ce3+离子最低两个能级的占有概率之差减少49%.Ga3+离子取代，同时影响分子场和晶场；而Pb2+离子的取代，只影响晶体场，对分子场的影响甚微.掺杂对稀土石榴石晶体的磁光性能有较大影响.
研究了十甲基环五硅氧烷(D5)的电子回旋共振等离子体沉积的SiCOH薄膜中Si—OH基团对介电性能和漏电流的影响.结果表明Si—OH含量的增大会导致介电常数k的增大、漏电流的降低和介电色散的增强.由于Si—OH结构的强极化补偿了薄膜密度减小带来的介电常数降低，导致总的介电常数k增大.高Si—OH含量下漏电流的降低是由于封端的Si—OH基团降低了薄膜中Si—O网络的连通概率p而导致网络电导下降的缘故.介电色散的增强与Si—OH封端结构的快极化过程有关.改变放电参数以提高电子能量，从而提高源的电离程度，使更多的Si—OH基团断裂并通过缩合反应形成Si—O—Si网络，可以进一步降低薄膜的介电常数.
研究了十甲基环五硅氧烷(D5)的电子回旋共振等离子体沉积的SiCOH薄膜中Si—OH基团对介电性能和漏电流的影响.结果表明Si—OH含量的增大会导致介电常数k的增大、漏电流的降低和介电色散的增强.由于Si—OH结构的强极化补偿了薄膜密度减小带来的介电常数降低，导致总的介电常数k增大.高Si—OH含量下漏电流的降低是由于封端的Si—OH基团降低了薄膜中Si—O网络的连通概率p而导致网络电导下降的缘故.介电色散的增强与Si—OH封端结构的快极化过程有关.改变放电参数以提高电子能量，从而提高源的电离程度，使更多的Si—OH基团断裂并通过缩合反应形成Si—O—Si网络，可以进一步降低薄膜的介电常数.
制备了不同Tm3+离子浓度的PbO-Bi2O3-Ga2O3-GeO2重金属氧化物玻璃，根据吸收光谱计算了JO强度参量以及Tm3+离子在玻璃中的自发辐射概率、荧光分支比及荧光辐射寿命等光谱参数.通过测量1470nm波段发射光谱，计算表明该玻璃系统在S波段有较宽的荧光半高宽和较大的峰值受激发射截面，但玻璃中荧光寿命随稀土离子浓度增加呈线性下降，而交叉弛豫速率随浓度的平方迅速增加.研究结果仍可表明掺铥重金属氧化物玻璃是一种理想的S波段宽带光纤放大器用基质材料.
制备了不同Tm3+离子浓度的PbO-Bi2O3-Ga2O3-GeO2重金属氧化物玻璃，根据吸收光谱计算了JO强度参量以及Tm3+离子在玻璃中的自发辐射概率、荧光分支比及荧光辐射寿命等光谱参数.通过测量1470nm波段发射光谱，计算表明该玻璃系统在S波段有较宽的荧光半高宽和较大的峰值受激发射截面，但玻璃中荧光寿命随稀土离子浓度增加呈线性下降，而交叉弛豫速率随浓度的平方迅速增加.研究结果仍可表明掺铥重金属氧化物玻璃是一种理想的S波段宽带光纤放大器用基质材料.
采用时间分辨椭圆偏振光抽运-探测光谱研究磁场作用下本征GaAs中电子自旋弛豫动力学，观察到吸收量子拍现象.这种吸收量子拍起源于电子自旋的拉莫尔进动，因而其拍频成为高精度测量电子g因子的一种新方法.利用这种新方法研究了本征GaAs中电子g因子的温度和能量依赖特性，发现g因子随电子的温度和能量增加而增加，但与k·p理论预测相差甚大.基于实验结果拟合，我们给出了一个g因子的温度和能量依赖的经验公式.
采用时间分辨椭圆偏振光抽运-探测光谱研究磁场作用下本征GaAs中电子自旋弛豫动力学，观察到吸收量子拍现象.这种吸收量子拍起源于电子自旋的拉莫尔进动，因而其拍频成为高精度测量电子g因子的一种新方法.利用这种新方法研究了本征GaAs中电子g因子的温度和能量依赖特性，发现g因子随电子的温度和能量增加而增加，但与k·p理论预测相差甚大.基于实验结果拟合，我们给出了一个g因子的温度和能量依赖的经验公式.
采用化学自燃烧法制备了不同Ag+掺杂浓度的Y2O3:Eu纳米晶体粉末样品(［Y3+］∶［Eu3+］∶［Ag+］=99∶1∶X，X=0—3.5×10-2)，以及通过退火处理得到了相应的体材料.根据X射线衍射谱确定所得纳米和体材料样品均为纯立方相.实验表明在纳米尺寸样品中随着Ag离子浓度的增加，荧光发射强度随之增加，当X=2×10-2时达到最大值，其发光强度比X=0时提高了近50%.当Ag离子浓度继续增加，样品发光强度保持不变.在相应的体材料样品中则没有观察到此现象.通过对各样品的发射光谱，激发光谱，X射线衍射图谱，透射电镜(TEM)照片和荧光衰减曲线的研究，分析了引起纳米样品荧光强度变化的原因是由于Ag离子与表面悬键氧结合，从而使这一无辐射通道阻断，使发光中心Eu3+的量子效率提高；Ag+的引入所带来的另一个效应是使激发更为有效.这两方面原因使发光效率得到了提高.
采用化学自燃烧法制备了不同Ag+掺杂浓度的Y2O3:Eu纳米晶体粉末样品(［Y3+］∶［Eu3+］∶［Ag+］=99∶1∶X，X=0—3.5×10-2)，以及通过退火处理得到了相应的体材料.根据X射线衍射谱确定所得纳米和体材料样品均为纯立方相.实验表明在纳米尺寸样品中随着Ag离子浓度的增加，荧光发射强度随之增加，当X=2×10-2时达到最大值，其发光强度比X=0时提高了近50%.当Ag离子浓度继续增加，样品发光强度保持不变.在相应的体材料样品中则没有观察到此现象.通过对各样品的发射光谱，激发光谱，X射线衍射图谱，透射电镜(TEM)照片和荧光衰减曲线的研究，分析了引起纳米样品荧光强度变化的原因是由于Ag离子与表面悬键氧结合，从而使这一无辐射通道阻断，使发光中心Eu3+的量子效率提高；Ag+的引入所带来的另一个效应是使激发更为有效.这两方面原因使发光效率得到了提高.
利用显微荧光和显微拉曼光谱，研究了分子束外延生长的CdSe/ZnSe异质结构中，由两种不同机理形成的两类具有不同尺寸和组分的Zn1-xCdxSe量子岛.4.2 K时的显微荧光光谱表明，当CdSe淀积厚度由1.8 ML增加到2.3ML时，Zn1-xCdxSe量子岛的激子荧光峰有166 meV的较大红移，这是量子岛尺寸改变引起的量子限制势能变化所不能完全解释的.经过对样品的显微荧光和显微拉曼光谱的对比分析，发现还存在另外两种引起量子岛荧光峰较大红移的机理：一方面是因为随着CdSe淀积厚度的增加，具有更低能态的大岛密度的增加，并逐渐取代小岛而主导Zn1-xCdxSe量子岛的荧光性质；另一方面是由于CdSe/ZnSe量子结构中的两类量子岛的Cd组分浓度也会随CdSe淀积厚度的增加而增加，从而引起量子岛荧光峰的较大红移.
利用显微荧光和显微拉曼光谱，研究了分子束外延生长的CdSe/ZnSe异质结构中，由两种不同机理形成的两类具有不同尺寸和组分的Zn1-xCdxSe量子岛.4.2 K时的显微荧光光谱表明，当CdSe淀积厚度由1.8 ML增加到2.3ML时，Zn1-xCdxSe量子岛的激子荧光峰有166 meV的较大红移，这是量子岛尺寸改变引起的量子限制势能变化所不能完全解释的.经过对样品的显微荧光和显微拉曼光谱的对比分析，发现还存在另外两种引起量子岛荧光峰较大红移的机理：一方面是因为随着CdSe淀积厚度的增加，具有更低能态的大岛密度的增加，并逐渐取代小岛而主导Zn1-xCdxSe量子岛的荧光性质；另一方面是由于CdSe/ZnSe量子结构中的两类量子岛的Cd组分浓度也会随CdSe淀积厚度的增加而增加，从而引起量子岛荧光峰的较大红移.
在4个方面研究了实验数据的预处理和应用加和定则中的问题.1)外磁场对样品电流法测量的吸收谱强度的影响.发现外磁场H-4T时，信号强度正比于H-β；当H>200×10-4T时，尽管外磁场继续增加，但信号强度基本保持不变.2)不同方向的电磁铁剩磁会导致吸收谱的分离.这种分离与入射光的偏振态和样品的磁性无关，可以通过乘以一个常数很好地消除这种分离.3)通过XPSPEAK 4.1对实验数据拟合，写出了吸收谱的解析函数.利用解析函数的积分值，建立一种相对“客观'的标准，判断在一定的实验条件下，不同的数值积分方法的准确性.4)以误差函数作为吸收谱的背景函数，建立了一套完整的X射线磁性圆二色的数据处理方法.最后用Bode积分法计算出20nm厚Co膜的轨道和自旋磁矩分别为0.141μB和1.314μB.
在4个方面研究了实验数据的预处理和应用加和定则中的问题.1)外磁场对样品电流法测量的吸收谱强度的影响.发现外磁场H-4T时，信号强度正比于H-β；当H>200×10-4T时，尽管外磁场继续增加，但信号强度基本保持不变.2)不同方向的电磁铁剩磁会导致吸收谱的分离.这种分离与入射光的偏振态和样品的磁性无关，可以通过乘以一个常数很好地消除这种分离.3)通过XPSPEAK 4.1对实验数据拟合，写出了吸收谱的解析函数.利用解析函数的积分值，建立一种相对“客观'的标准，判断在一定的实验条件下，不同的数值积分方法的准确性.4)以误差函数作为吸收谱的背景函数，建立了一套完整的X射线磁性圆二色的数据处理方法.最后用Bode积分法计算出20nm厚Co膜的轨道和自旋磁矩分别为0.141μB和1.314μB.
设计并镀制了193nm Al2O3/MgF2反射膜，对它们在空气中分别进行了250—400℃的高温退火，测量了样品的透射率光谱曲线和绝对反射率光谱曲线.发现样品在高反射区的总的光学损耗随退火温度的升高而下降，而后趋于饱和.采用总积分散射的方法对样品在不同退火温度下的散射损耗进行了分析，发现随着退火温度的升高散射损耗有所增加.因此，总的光学损耗的下降是由于吸收损耗而不是散射损耗起主导作用.对Al2O3材料的单层膜进行了同等条件的退火处理，由它们光学性能的变化推导出它们的折射率和消光系数的变化，从而解释了相应的多层膜光学性能变化的原因.反射膜的反射率在优化联系、镀膜工艺与退火工艺的基础上达98％以上.
设计并镀制了193nm Al2O3/MgF2反射膜，对它们在空气中分别进行了250—400℃的高温退火，测量了样品的透射率光谱曲线和绝对反射率光谱曲线.发现样品在高反射区的总的光学损耗随退火温度的升高而下降，而后趋于饱和.采用总积分散射的方法对样品在不同退火温度下的散射损耗进行了分析，发现随着退火温度的升高散射损耗有所增加.因此，总的光学损耗的下降是由于吸收损耗而不是散射损耗起主导作用.对Al2O3材料的单层膜进行了同等条件的退火处理，由它们光学性能的变化推导出它们的折射率和消光系数的变化，从而解释了相应的多层膜光学性能变化的原因.反射膜的反射率在优化联系、镀膜工艺与退火工艺的基础上达98％以上.
研究了真空热处理对多壁碳纳米管(MWNTs)电化学储氢性能的影响.采用化学气相沉积法(CVD)制备碳纳米管，碳纳米管与LaNi5储氢合金按质量比1∶10混合，制作成CNTs-LaNi5电极.电解池采用三电极体系，6mol/L KOH为电解液，Ni(OH)2为正极，Hg/HgO为参比电极.实验结果表明，在相同的充放电条件下，850℃时CNTs-LaNi5电极的储氢性能最好，克容量最大为503.6mAh/g，相应的平台电压高达1.18V.从500—850℃随着温度升高，放电量有较大幅度的增加，但到950℃时放电量反而下降.由此可见，碳纳米管的热处理温度对碳纳米管的电化学储氢性能有着较大的影响.
研究了真空热处理对多壁碳纳米管(MWNTs)电化学储氢性能的影响.采用化学气相沉积法(CVD)制备碳纳米管，碳纳米管与LaNi5储氢合金按质量比1∶10混合，制作成CNTs-LaNi5电极.电解池采用三电极体系，6mol/L KOH为电解液，Ni(OH)2为正极，Hg/HgO为参比电极.实验结果表明，在相同的充放电条件下，850℃时CNTs-LaNi5电极的储氢性能最好，克容量最大为503.6mAh/g，相应的平台电压高达1.18V.从500—850℃随着温度升高，放电量有较大幅度的增加，但到950℃时放电量反而下降.由此可见，碳纳米管的热处理温度对碳纳米管的电化学储氢性能有着较大的影响.
采用矩阵奇异值分解(singular value decomposition, SVD)的方法，对高温射频超导量子干涉仪(HTc rf-SQUID)采集到的单通道心磁信号进行处理.证明了对于近似周期性的心磁信号，在无参考噪声的情况下矩阵奇异值分解的方法与自适应窄带陷波相结合有较好的消除广谱噪声的效果.
采用矩阵奇异值分解(singular value decomposition, SVD)的方法，对高温射频超导量子干涉仪(HTc rf-SQUID)采集到的单通道心磁信号进行处理.证明了对于近似周期性的心磁信号，在无参考噪声的情况下矩阵奇异值分解的方法与自适应窄带陷波相结合有较好的消除广谱噪声的效果.
基于标准化后的高分辨率气候代用资料，应用高阶矩分析方法检测近2000年来气候极端异常演变特征；同时结合滤波方法进行具有物理背景的层次分离，进而研究了各时间层次气候极端异常变化信息及其贡献.结果表明：1) 在100年以上的时间层次上，可能存在千年左右的气候变化振荡周期，而且20世纪是近2000年来气候极端异常现象最为活跃的时段，可能对应于气候极端异常现象活跃期.2)对于20—60年这一时间层次，公元300—1100年间气候极端异常现象比较明显，而公元1100—1980年间相对比较缓和；该层次对20世纪的气候异常没有显著贡献.世纪以上和20—60年时间层次均揭示出在近2000年的气候变化中，公元1100年前后可能是一个气候极端异常现象演变的关键转折时期.3)在年际尺度上(小于20年)，北京石花洞石笋微层厚度时间序列中发生气候极端异常现象的年份与出现E1 Ni?o事件和La Ni?a事件的年份有非常好的对应关系(仅讨论公元1960—1980年).4)高阶矩分析方法对于检测气候极端异常分布及演变规律有较好的应用前景.
基于标准化后的高分辨率气候代用资料，应用高阶矩分析方法检测近2000年来气候极端异常演变特征；同时结合滤波方法进行具有物理背景的层次分离，进而研究了各时间层次气候极端异常变化信息及其贡献.结果表明：1) 在100年以上的时间层次上，可能存在千年左右的气候变化振荡周期，而且20世纪是近2000年来气候极端异常现象最为活跃的时段，可能对应于气候极端异常现象活跃期.2)对于20—60年这一时间层次，公元300—1100年间气候极端异常现象比较明显，而公元1100—1980年间相对比较缓和；该层次对20世纪的气候异常没有显著贡献.世纪以上和20—60年时间层次均揭示出在近2000年的气候变化中，公元1100年前后可能是一个气候极端异常现象演变的关键转折时期.3)在年际尺度上(小于20年)，北京石花洞石笋微层厚度时间序列中发生气候极端异常现象的年份与出现E1 Ni?o事件和La Ni?a事件的年份有非常好的对应关系(仅讨论公元1960—1980年).4)高阶矩分析方法对于检测气候极端异常分布及演变规律有较好的应用前景.
运用一种新的动力学突变检测方法——排列熵(permutation entropy，PE)算法，计算并分析了中国华北地区52个站点1960年—2000年逐日平均气温资料的排列熵演化情况，发现中国华北地区气温在20世纪70年代中期、80年代初均发生了较大突变；进一步用经验模态分解(empirical mode decomposition，EMD)方法对排列熵序列进行逐级平稳化处理，结果发现这一地区的气温突变与准10年这一年代际时间尺度的周期变率密切相关，其原因与太阳黑子活动有着密切联系.
运用一种新的动力学突变检测方法——排列熵(permutation entropy，PE)算法，计算并分析了中国华北地区52个站点1960年—2000年逐日平均气温资料的排列熵演化情况，发现中国华北地区气温在20世纪70年代中期、80年代初均发生了较大突变；进一步用经验模态分解(empirical mode decomposition，EMD)方法对排列熵序列进行逐级平稳化处理，结果发现这一地区的气温突变与准10年这一年代际时间尺度的周期变率密切相关，其原因与太阳黑子活动有着密切联系.