从Maxwell方程出发，将微波腔中的实际微波场按其本征模式展开，进行微波腔的工作特性(如工作频率、场分布等)的研究.在具体处理过程中，根据复杂结构微波腔的具体边界，将微波腔分成规则形状微波腔和非规则(含耦合孔)部分，建立实际微波腔模式同规则形状微波腔模式之间的场耦合方程，从而确定耦合孔对微波腔模式的影响，并对开耦合孔的圆柱腔进行了相应的理论和模拟研究.
从Maxwell方程出发，将微波腔中的实际微波场按其本征模式展开，进行微波腔的工作特性(如工作频率、场分布等)的研究.在具体处理过程中，根据复杂结构微波腔的具体边界，将微波腔分成规则形状微波腔和非规则(含耦合孔)部分，建立实际微波腔模式同规则形状微波腔模式之间的场耦合方程，从而确定耦合孔对微波腔模式的影响，并对开耦合孔的圆柱腔进行了相应的理论和模拟研究.
对传统的耗散粒子动力学方法进行了改进.改进的耗散粒子动力学方法采用了包含远程吸引力和近距排斥力的保守力势函数，从而使得用耗散粒子动力学方法模拟多相流动成为可能.应用改进的耗散粒子动力学方法，对微尺度下液滴的形成及液滴在微重力下的大幅度振荡变形进行了数值模拟.计算结果表明，改进的耗散粒子动力学(DPD)方法能够有效地描述微尺度下液滴的动力学特性，对研究复杂流体多相流动有着重要的意义.
对传统的耗散粒子动力学方法进行了改进.改进的耗散粒子动力学方法采用了包含远程吸引力和近距排斥力的保守力势函数，从而使得用耗散粒子动力学方法模拟多相流动成为可能.应用改进的耗散粒子动力学方法，对微尺度下液滴的形成及液滴在微重力下的大幅度振荡变形进行了数值模拟.计算结果表明，改进的耗散粒子动力学(DPD)方法能够有效地描述微尺度下液滴的动力学特性，对研究复杂流体多相流动有着重要的意义.
研究了平面Bessel型光晶格(BL)中双组分玻色-爱因斯坦凝聚(BECs)体系的基态解.从描述三维(3D)BECs体系的动力学方程Gross-Pitaevskii方程(GPE)出发，当垂直方向囚禁频率远大于平面上囚禁频率时，得到了描述2D-BECs体系的动力学方程.利用双组分BECs体系中原子之间相互作用与BL强度相互平衡的条件，得到了平面BL光晶格中2D-GPE的一组基态精确解，给出了基态的原子数分布，总原子数和能量与原子之间相互作用强度及BL势的关系.相对于单组分BEC体系，由于不同组分原子相互作用的存在，使得BL光晶格中双组分BECs基态具有更丰富的结构.当不存在不同组分原子之间的相互作用时，模型简化到单组分体系，并给出了相应的基态解，原子数分布和能量.
研究了平面Bessel型光晶格(BL)中双组分玻色-爱因斯坦凝聚(BECs)体系的基态解.从描述三维(3D)BECs体系的动力学方程Gross-Pitaevskii方程(GPE)出发，当垂直方向囚禁频率远大于平面上囚禁频率时，得到了描述2D-BECs体系的动力学方程.利用双组分BECs体系中原子之间相互作用与BL强度相互平衡的条件，得到了平面BL光晶格中2D-GPE的一组基态精确解，给出了基态的原子数分布，总原子数和能量与原子之间相互作用强度及BL势的关系.相对于单组分BEC体系，由于不同组分原子相互作用的存在，使得BL光晶格中双组分BECs基态具有更丰富的结构.当不存在不同组分原子之间的相互作用时，模型简化到单组分体系，并给出了相应的基态解，原子数分布和能量.
借助于粒子数算符的本征态和坐标算符函数的本征方程，把坐标算符的本征矢〈f(x)|表示为一个算符对坐标本征矢〈x|的作用.由此，把不对称的坐标投影算符转换为对称的坐标投影算符，再利用坐标本征矢的完备性，给出不对称坐标投影算符的积分.
借助于粒子数算符的本征态和坐标算符函数的本征方程，把坐标算符的本征矢〈f(x)|表示为一个算符对坐标本征矢〈x|的作用.由此，把不对称的坐标投影算符转换为对称的坐标投影算符，再利用坐标本征矢的完备性，给出不对称坐标投影算符的积分.
用赝角动量算符方法直接求解球坐标下束缚态类氢原子的径向方程.给出本征态的解析表达式，其中归一化问题比较特殊，需要格外细致；最后给出相应的相干态.
用赝角动量算符方法直接求解球坐标下束缚态类氢原子的径向方程.给出本征态的解析表达式，其中归一化问题比较特殊，需要格外细致；最后给出相应的相干态.
研究了具有奇异物质作用的二维暗能量星模型，推导出了场方程和星体平衡方程；并获得了一些解析解，计算出了星体质量.另外，还研究了温度对星体质量的影响，发现几种情况下星体总质量都具有上限.
研究了具有奇异物质作用的二维暗能量星模型，推导出了场方程和星体平衡方程；并获得了一些解析解，计算出了星体质量.另外，还研究了温度对星体质量的影响，发现几种情况下星体总质量都具有上限.
研究了受色交叉关联噪声驱动的基因转录调节系统的瞬态性质(平均首通时间).据Novikov定理和Fox近似方法得到相应的Fokker-Planck方程，求出稳态概率分布函数的表达式.在此基础上运用最快下降法得到平均首通时间的近似表达式.经过数值计算，结果表明：在强关联，小关联时间条件下，蛋白质的浓度经历了开→关→开；在弱关联，大关联时间条件下，蛋白质的浓度经历了开→关.在基因转录过程中出现了重入现象.
研究了受色交叉关联噪声驱动的基因转录调节系统的瞬态性质(平均首通时间).据Novikov定理和Fox近似方法得到相应的Fokker-Planck方程，求出稳态概率分布函数的表达式.在此基础上运用最快下降法得到平均首通时间的近似表达式.经过数值计算，结果表明：在强关联，小关联时间条件下，蛋白质的浓度经历了开→关→开；在弱关联，大关联时间条件下，蛋白质的浓度经历了开→关.在基因转录过程中出现了重入现象.
基于参数α=2的Gegenbauer正交多项式展开方法，研究了大变异系数情况下复合随机强Duffing体系的可靠性分析问题.应用随机空间的正交多项式展开方法，Edgeworth级数逼近技术求取了强非线性随机振动系统响应的前四阶矩以及概率密度函数.基于首次超越模型，讨论了复合随机强Duffing体系的可靠性分析问题.提出了系统动态可靠度与系统平均可靠度的区别、联系以及各自特点，发展了可靠度数值计算公式.分析计算结果与Monte-Carlo模拟结果较好符合，表明该方法的正确与有效.
基于参数α=2的Gegenbauer正交多项式展开方法，研究了大变异系数情况下复合随机强Duffing体系的可靠性分析问题.应用随机空间的正交多项式展开方法，Edgeworth级数逼近技术求取了强非线性随机振动系统响应的前四阶矩以及概率密度函数.基于首次超越模型，讨论了复合随机强Duffing体系的可靠性分析问题.提出了系统动态可靠度与系统平均可靠度的区别、联系以及各自特点，发展了可靠度数值计算公式.分析计算结果与Monte-Carlo模拟结果较好符合，表明该方法的正确与有效.
针对混沌通信系统的非线性信道干扰问题，基于混沌信号重构理论和函数型连接神经网络理论，提出了一种横向滤波器与函数型连接神经网络组合(combination of transversal filter and functional link neural network，CFFLNN)的自适应非线性信道均衡器，并给出基于低复杂度归一化最小均方(NLMS)的自适应算法，并对该均衡器的稳定性以及收敛条件进行了分析.该非线性自适应均衡器充分利用了横向滤波器的快速收敛，以及函数型连接神经网络通过增大输入空间提高非线性逼近能力的特点，进一步提高均衡器的收敛速度和降低稳态误差.仿真研究表明：所提出的非线性自适应均衡器能够有效地消除线性和非线性信道干扰，均衡器输出信号能反映出混沌信号的特性，具有良好的抗干扰性能；且该均衡器的结构简单，收敛稳定性较好，易于工程实现.
针对混沌通信系统的非线性信道干扰问题，基于混沌信号重构理论和函数型连接神经网络理论，提出了一种横向滤波器与函数型连接神经网络组合(combination of transversal filter and functional link neural network，CFFLNN)的自适应非线性信道均衡器，并给出基于低复杂度归一化最小均方(NLMS)的自适应算法，并对该均衡器的稳定性以及收敛条件进行了分析.该非线性自适应均衡器充分利用了横向滤波器的快速收敛，以及函数型连接神经网络通过增大输入空间提高非线性逼近能力的特点，进一步提高均衡器的收敛速度和降低稳态误差.仿真研究表明：所提出的非线性自适应均衡器能够有效地消除线性和非线性信道干扰，均衡器输出信号能反映出混沌信号的特性，具有良好的抗干扰性能；且该均衡器的结构简单，收敛稳定性较好，易于工程实现.
提出了一种将混沌序列变换成均匀伪随机序列的普适算法.这种算法基于计算机浮点数表示的bit位操作，不针对任何具体对象，可将任意连续或分段连续分布的实型随机变量转换成均匀分布的随机变量.理论分析表明，这种算法源于实型随机变量中普遍存在着的沿bit位以指数规律增强的均匀化趋势.任何实型的混沌序列，不论来自混沌映射系统还是混沌微分动力系统，都可以在同一个标准算法下变换成均匀分布的伪随机序列，因而是混沌伪随机数发生器标准化模块设计和硬件实现的关键技术基础.
提出了一种将混沌序列变换成均匀伪随机序列的普适算法.这种算法基于计算机浮点数表示的bit位操作，不针对任何具体对象，可将任意连续或分段连续分布的实型随机变量转换成均匀分布的随机变量.理论分析表明，这种算法源于实型随机变量中普遍存在着的沿bit位以指数规律增强的均匀化趋势.任何实型的混沌序列，不论来自混沌映射系统还是混沌微分动力系统，都可以在同一个标准算法下变换成均匀分布的伪随机序列，因而是混沌伪随机数发生器标准化模块设计和硬件实现的关键技术基础.
基于时空混沌单向耦合映象格子模型，提出生成伪随机位序列的两种新方法：利用耦合映象格子状态的不变分布特性，选取合适基准对系统中格点状态序列进行判决，生成伪随机位序列；以及基于方向相的思想，通过比较一个格点相邻时间的两个状态值来生成伪随机位序列.对生成序列的性能进行了详细分析，数值实验结果表明，它们具有理想的平衡性、相关性和游程特性，可以应用于信息安全、密码学和数字通信等领域.
基于时空混沌单向耦合映象格子模型，提出生成伪随机位序列的两种新方法：利用耦合映象格子状态的不变分布特性，选取合适基准对系统中格点状态序列进行判决，生成伪随机位序列；以及基于方向相的思想，通过比较一个格点相邻时间的两个状态值来生成伪随机位序列.对生成序列的性能进行了详细分析，数值实验结果表明，它们具有理想的平衡性、相关性和游程特性，可以应用于信息安全、密码学和数字通信等领域.
为了提高计算的准确性和效率，通过引入复合胞化空间概念，构建了一种迭代的图胞映射方法.该方法能够对任意感兴趣的空间区域进行细化处理，细化过程采用代数运算完成不会额外增加计算机内存且能保持细化前后图动力系统性质不变.为了便于计算机实施，也给出了相应的有效算法.通过对典型例子Henon映射的应用分析，证实了该方法的有效性.
为了提高计算的准确性和效率，通过引入复合胞化空间概念，构建了一种迭代的图胞映射方法.该方法能够对任意感兴趣的空间区域进行细化处理，细化过程采用代数运算完成不会额外增加计算机内存且能保持细化前后图动力系统性质不变.为了便于计算机实施，也给出了相应的有效算法.通过对典型例子Henon映射的应用分析，证实了该方法的有效性.
为了精确的求出Canard轨迹的描述方程，提出了一个分段表达的非线性模型，能直接求出一个非线性二阶自治方程的相轨迹方程的解析解，能定量求出Canard轨迹的描述方程和参数条件，可以用两类方程简单描述所有的Canard轨迹.
为了精确的求出Canard轨迹的描述方程，提出了一个分段表达的非线性模型，能直接求出一个非线性二阶自治方程的相轨迹方程的解析解，能定量求出Canard轨迹的描述方程和参数条件，可以用两类方程简单描述所有的Canard轨迹.
用CRT显示器显示5种频率的目标光栅，通过改变矩形波光栅的平均亮度，测量了9名男性青年在不同平均亮度条件下的对比度觉察阈值，并得出亮度与对比度觉察阈值间的关系曲线，从而探讨人眼在显示器亮度范围内的亮度视觉特性.实验结果表明，不同人眼对频率f＝3.79和4.97cpd(周/度)的目标光栅的对比度觉察阈值非常相近，而对频率f＝1.23，1.97和9.86cpd的目标光栅的对比度觉察阈值相差甚远；提高显示器亮度可以降低对比度觉察阈值，提高显示器显示图像分辨力，但是随着亮度的增加(达到Weber区域)，亮度对分辨力的提高达到一定限度，而且，当亮度在60cd/m2左右时，显示信息效果与人眼视觉特性最匹配.基于对人眼在显示器亮度范围内的亮度视觉特性的研究，为在显示器上进行图像处理、显示器制造、摄影、印刷、配色等研究和应用奠定基础.
用CRT显示器显示5种频率的目标光栅，通过改变矩形波光栅的平均亮度，测量了9名男性青年在不同平均亮度条件下的对比度觉察阈值，并得出亮度与对比度觉察阈值间的关系曲线，从而探讨人眼在显示器亮度范围内的亮度视觉特性.实验结果表明，不同人眼对频率f＝3.79和4.97cpd(周/度)的目标光栅的对比度觉察阈值非常相近，而对频率f＝1.23，1.97和9.86cpd的目标光栅的对比度觉察阈值相差甚远；提高显示器亮度可以降低对比度觉察阈值，提高显示器显示图像分辨力，但是随着亮度的增加(达到Weber区域)，亮度对分辨力的提高达到一定限度，而且，当亮度在60cd/m2左右时，显示信息效果与人眼视觉特性最匹配.基于对人眼在显示器亮度范围内的亮度视觉特性的研究，为在显示器上进行图像处理、显示器制造、摄影、印刷、配色等研究和应用奠定基础.
利用Debye模型，研究了等离子体屏蔽效应对热等离子体中原子能级和振子强度的影响.通过在MCDF模型中引入等离子体屏蔽效应，计算了MnXXII-BrXXII等11个类Be离子在等离子体环境下2s2—［2s1/2,2p1/2］1和2s2—［2s1/2,2p3/2］1跃迁的能级和振子强度.计算结果表明，等离子体屏蔽效应使得类Be离子2s2—［2s1/2,2p1/2］1跃迁的激发能量增大，从而导致谱线蓝移现象；并且随着屏蔽效应的不断增强，蓝移的程度会逐渐加大.屏蔽效应对于2s2—［2s1/2,2p3/2］1跃迁的振子强度也有类似的影响.
利用Debye模型，研究了等离子体屏蔽效应对热等离子体中原子能级和振子强度的影响.通过在MCDF模型中引入等离子体屏蔽效应，计算了MnXXII-BrXXII等11个类Be离子在等离子体环境下2s2—［2s1/2,2p1/2］1和2s2—［2s1/2,2p3/2］1跃迁的能级和振子强度.计算结果表明，等离子体屏蔽效应使得类Be离子2s2—［2s1/2,2p1/2］1跃迁的激发能量增大，从而导致谱线蓝移现象；并且随着屏蔽效应的不断增强，蓝移的程度会逐渐加大.屏蔽效应对于2s2—［2s1/2,2p3/2］1跃迁的振子强度也有类似的影响.
在改进的平均原子模型的基础上，在中心场近似下用分波法来处理部分自由电子密度分布函数，提高了电子波函数、电子占据数等原子参数的计算精度.通过平均近似处理，给出了劈裂的能带，从而改善了物质电子状态方程的计算精度.作为算例，计算了Mo，Au等元素的原子能量、电子压强、熵及定容热容.
在改进的平均原子模型的基础上，在中心场近似下用分波法来处理部分自由电子密度分布函数，提高了电子波函数、电子占据数等原子参数的计算精度.通过平均近似处理，给出了劈裂的能带，从而改善了物质电子状态方程的计算精度.作为算例，计算了Mo，Au等元素的原子能量、电子压强、熵及定容热容.
应用多组态Dirac-Fock(MCDF)方法，对Xe10+离子进行了理论计算，获得了跃迁波长和概率等数据.通过逐步引入4dn—5pn(n=1, 2, 3)电子相关的相互作用组态，重点研究了电子相关效应对4d8—4d75p跃迁系跃迁概率的影响.结果显示电子相关效应显著，表明了欲得到精确的4d8—4d75p的振子强度(跃迁概率)数据，理论计算中至少要包括到4d2—5p2的电子相关组态的影响.与实验测得的跃迁波长比较发现，理论结果与之有着较好的一致性；同时理论跃迁概率在两种规范下的结果符合得相当精确，显示了计算结果的可靠性.
应用多组态Dirac-Fock(MCDF)方法，对Xe10+离子进行了理论计算，获得了跃迁波长和概率等数据.通过逐步引入4dn—5pn(n=1, 2, 3)电子相关的相互作用组态，重点研究了电子相关效应对4d8—4d75p跃迁系跃迁概率的影响.结果显示电子相关效应显著，表明了欲得到精确的4d8—4d75p的振子强度(跃迁概率)数据，理论计算中至少要包括到4d2—5p2的电子相关组态的影响.与实验测得的跃迁波长比较发现，理论结果与之有着较好的一致性；同时理论跃迁概率在两种规范下的结果符合得相当精确，显示了计算结果的可靠性.
根据光谱线相对强度和跃迁特性参数值，通过线性拟合一次函数，得到两个拟合参量.借助于这些参量，计算得到特殊激发态或高激发态谱线的跃迁概率.目前在对NⅡ光谱分析的基础上，得到了一条对耦合激发组态谱线的跃迁概率.为求取一些在理论计算中很难处理的特殊组态或高激发态谱线的跃迁概率，提供了一种最新的、简单可行的半经典计算方法.
根据光谱线相对强度和跃迁特性参数值，通过线性拟合一次函数，得到两个拟合参量.借助于这些参量，计算得到特殊激发态或高激发态谱线的跃迁概率.目前在对NⅡ光谱分析的基础上，得到了一条对耦合激发组态谱线的跃迁概率.为求取一些在理论计算中很难处理的特殊组态或高激发态谱线的跃迁概率，提供了一种最新的、简单可行的半经典计算方法.
为验证左手介质的电磁特性，采用非分裂时域有限差分方法对左手介质的Drude模型进行建模.这种方法不需要对电场和磁场进行分裂，也不需要对PML空间进行特殊处理，吸收边界PML和工作空间可以通过参数转换来完成，并且构造的PML层为有耗介质，进入PML层的透射波将迅速衰减.它是一种准确而有效的分析色散和各向异性介质的方法，通过此方法有效地验证了左手介质的负折射效应、汇聚效应、相位补偿效应，充分验证了左手介质及其反常特性的存在性和此方法分析左手介质的有效性.
为验证左手介质的电磁特性，采用非分裂时域有限差分方法对左手介质的Drude模型进行建模.这种方法不需要对电场和磁场进行分裂，也不需要对PML空间进行特殊处理，吸收边界PML和工作空间可以通过参数转换来完成，并且构造的PML层为有耗介质，进入PML层的透射波将迅速衰减.它是一种准确而有效的分析色散和各向异性介质的方法，通过此方法有效地验证了左手介质的负折射效应、汇聚效应、相位补偿效应，充分验证了左手介质及其反常特性的存在性和此方法分析左手介质的有效性.
采用三台可调谐激光实施孤立实激发，分三步将处于基态的Ba原子激发到6p1/2nd(J=1,3)和6p3/2nd(J=1,3)自电离态上，获得了分别从6snd1D2(n=7—15)和6snd3D2(n=7—12) 激发而得到的6p1/2nd(J=1,3)和6p3/2nd (J=1,3)自电离光谱，重点对主量子数n较低的自电离态进行了实验研究. 通过光谱的线形拟合得到了上述能级的位置和宽度等数据，进而获得了量子亏损和约化宽度等信息. 通过对不同系列的自电离光谱的分析和比较，详细讨论了这些自电离态的光谱特征及其复杂光谱结构的成因.
采用三台可调谐激光实施孤立实激发，分三步将处于基态的Ba原子激发到6p1/2nd(J=1,3)和6p3/2nd(J=1,3)自电离态上，获得了分别从6snd1D2(n=7—15)和6snd3D2(n=7—12) 激发而得到的6p1/2nd(J=1,3)和6p3/2nd (J=1,3)自电离光谱，重点对主量子数n较低的自电离态进行了实验研究. 通过光谱的线形拟合得到了上述能级的位置和宽度等数据，进而获得了量子亏损和约化宽度等信息. 通过对不同系列的自电离光谱的分析和比较，详细讨论了这些自电离态的光谱特征及其复杂光谱结构的成因.
利用解析方法描述了相干瞬态量子体系中不同类型的量子干涉效应，分别讨论了光学干涉与量子干涉所起的作用，分析了在时域对称光场作用下，几何相位在量子干涉效应中所扮演的角色，从理论上证明了通过适当改变抽运场脉冲面积，可实现对几何相位的测量. 同时研究也发现利用啁啾抽运场可以实现对量子干涉效应的有效控制.
利用解析方法描述了相干瞬态量子体系中不同类型的量子干涉效应，分别讨论了光学干涉与量子干涉所起的作用，分析了在时域对称光场作用下，几何相位在量子干涉效应中所扮演的角色，从理论上证明了通过适当改变抽运场脉冲面积，可实现对几何相位的测量. 同时研究也发现利用啁啾抽运场可以实现对量子干涉效应的有效控制.
报告由不同脉冲宽度(半高宽，FWHM)和不同载波-包络相位(CEP，Φ)的激光产生的高次谐波辐射能量输出时间特性即发射特性的研究结果. 计算表明，由宽度为几个周期的激光产生的高次谐波辐射的截止能量明显低于由无限长脉冲宽度激光产生的截止能量ωmax=3.17Up+Ip(其中ωmax为光子角频率，Up和Ip分别为激光有质动力势和原子的电离能). 例如，由两周期(FWHM)，Φ＝15°的激光产生的高次谐波辐射的截止能量为ωmax=2.90Up+Ip，此时发射特性单脉冲(即分布单脉冲)具有最大的能量带宽0.86Up. 脉冲中心位置的载波相位和时间宽度分别为0.94rad(弧度)和1.29rad. 而该激光脉冲在Φ＝-75°时能产生截止能量为ωmax=2.70Up+Ip，最大能量带宽为0.70Up的双分布脉冲，其中心位置分别为-0.58rad和2.43rad，宽度分别为1.22rad和1.33rad. 随着激光脉冲宽度的增加，分布单脉冲的能量带宽比时间宽度下降得更快. 对于一定宽度的激光脉冲，所产生的分布单脉冲的能量带宽和时间宽度的CEP依赖性显示出180°的周期结构. 利用这个有趣的特点，在实验上可以通过调节CEP来选择分布脉冲的能量参数，也可用来定位和控制阿秒脉冲的时间参数. 理论分析指出，只要选择合适的阿秒X射线能量带宽，CEP不稳定性对于光电子谱和测量结果的影响将大为降低，甚至在最大程度上消除这种影响. 这些研究结果不仅有助于在物理上深入了解高次谐波辐射的动力学过程，而且对于进一步在实验上优化和选择阿秒单脉冲和双脉冲具有重要的参考和指导意义.
报告由不同脉冲宽度(半高宽，FWHM)和不同载波-包络相位(CEP，Φ)的激光产生的高次谐波辐射能量输出时间特性即发射特性的研究结果. 计算表明，由宽度为几个周期的激光产生的高次谐波辐射的截止能量明显低于由无限长脉冲宽度激光产生的截止能量ωmax=3.17Up+Ip(其中ωmax为光子角频率，Up和Ip分别为激光有质动力势和原子的电离能). 例如，由两周期(FWHM)，Φ＝15°的激光产生的高次谐波辐射的截止能量为ωmax=2.90Up+Ip，此时发射特性单脉冲(即分布单脉冲)具有最大的能量带宽0.86Up. 脉冲中心位置的载波相位和时间宽度分别为0.94rad(弧度)和1.29rad. 而该激光脉冲在Φ＝-75°时能产生截止能量为ωmax=2.70Up+Ip，最大能量带宽为0.70Up的双分布脉冲，其中心位置分别为-0.58rad和2.43rad，宽度分别为1.22rad和1.33rad. 随着激光脉冲宽度的增加，分布单脉冲的能量带宽比时间宽度下降得更快. 对于一定宽度的激光脉冲，所产生的分布单脉冲的能量带宽和时间宽度的CEP依赖性显示出180°的周期结构. 利用这个有趣的特点，在实验上可以通过调节CEP来选择分布脉冲的能量参数，也可用来定位和控制阿秒脉冲的时间参数. 理论分析指出，只要选择合适的阿秒X射线能量带宽，CEP不稳定性对于光电子谱和测量结果的影响将大为降低，甚至在最大程度上消除这种影响. 这些研究结果不仅有助于在物理上深入了解高次谐波辐射的动力学过程，而且对于进一步在实验上优化和选择阿秒单脉冲和双脉冲具有重要的参考和指导意义.
提出了通过控制双激光脉冲宽度的方法来提高N2分子取向程度. 利用数值方法求解了N2分子刚性转子模型在双激光脉冲作用下的薛定谔方程，计算了双原子分子N2在总强度固定的两束激光脉冲作用下，不同脉冲宽度对于N2分子取向的影响. 研究结果表明，通过调整两束激光脉冲的宽度，选择合适的延迟时间能够有效提高N2分子的取向程度.
提出了通过控制双激光脉冲宽度的方法来提高N2分子取向程度. 利用数值方法求解了N2分子刚性转子模型在双激光脉冲作用下的薛定谔方程，计算了双原子分子N2在总强度固定的两束激光脉冲作用下，不同脉冲宽度对于N2分子取向的影响. 研究结果表明，通过调整两束激光脉冲的宽度，选择合适的延迟时间能够有效提高N2分子的取向程度.
数值计算了线偏振的超短激光脉冲(脉冲持续时间为两个光学周期)与一维模型原子相互作用产生的高次谐波发射功率谱. 研究表明，当载波相位发生变化时，超短脉冲谐波谱的截止频率也随之改变，而且在特定相位下，谐波谱出现了明显的双平台结构. 对此，采用半经典的“三步”模型给出了合理解释，并利用小波时频分析方法证实“三步”模型可以准确预言超短脉冲谐波谱的截止频率.
数值计算了线偏振的超短激光脉冲(脉冲持续时间为两个光学周期)与一维模型原子相互作用产生的高次谐波发射功率谱. 研究表明，当载波相位发生变化时，超短脉冲谐波谱的截止频率也随之改变，而且在特定相位下，谐波谱出现了明显的双平台结构. 对此，采用半经典的“三步”模型给出了合理解释，并利用小波时频分析方法证实“三步”模型可以准确预言超短脉冲谐波谱的截止频率.
基于代数方法(algebraic method)可以获得双原子分子的包含最高振动能级在内的所有高阶振动能级的精确数值这一事实，又提出了一种新的代数方法(algebraic method 2)来精确研究双原子分子电子态的振转能谱和转动常数. 以HF分子的B1Σ电子态为例，应用algebraic method 2方法研究了该电子态的振动量子数从ν=0到ν=10的所有振转能谱，获得了与实验值符合得非常好的理论结果.
基于代数方法(algebraic method)可以获得双原子分子的包含最高振动能级在内的所有高阶振动能级的精确数值这一事实，又提出了一种新的代数方法(algebraic method 2)来精确研究双原子分子电子态的振转能谱和转动常数. 以HF分子的B1Σ电子态为例，应用algebraic method 2方法研究了该电子态的振动量子数从ν=0到ν=10的所有振转能谱，获得了与实验值符合得非常好的理论结果.
用高分辨X射线光电子能谱仪(XPS)和傅里叶变换红外(FTIR)光谱仪研究了SiC外延层表面的组分结构. XPS宽扫描谱，红外掠反射吸收谱及红外镜面反射谱的解析结果说明SiC外延层表面是由Si—O—Si和Si—CH2—Si聚合体构成的非晶SiCxOy:H. SiC外延层表面的化学态结构为Si(CH2)4，SiO(CH2)3，SiO2(CH3)2，SiO3(CH3)，Si—Si,游离H2O，缔合OH，Si—OH，O和O2. 根据化学态结构和元素电负性确定了化学态的各原子芯电子束缚能顺序，并与XPS窄扫描谱拟合结果相对比，建立了化学态与其束缚能的对应关系，进而用Si(CH2)4的实际C 1s束缚能值进行校正，确定了各化学态的束缚能. 结果发现，除了SiCxOy(x=1,2,3,4，x+y=4)的Si 2p束缚能彼此不同外，其C 1s和O 1s彼此也不相同，其中SiO2(CH3)2和SiO3(CH3)的C 1s束缚能与CHm和C—O中C 1s的相近，对此从化学态结构，元素电负性和邻位效应进行了解释.
用高分辨X射线光电子能谱仪(XPS)和傅里叶变换红外(FTIR)光谱仪研究了SiC外延层表面的组分结构. XPS宽扫描谱，红外掠反射吸收谱及红外镜面反射谱的解析结果说明SiC外延层表面是由Si—O—Si和Si—CH2—Si聚合体构成的非晶SiCxOy:H. SiC外延层表面的化学态结构为Si(CH2)4，SiO(CH2)3，SiO2(CH3)2，SiO3(CH3)，Si—Si,游离H2O，缔合OH，Si—OH，O和O2. 根据化学态结构和元素电负性确定了化学态的各原子芯电子束缚能顺序，并与XPS窄扫描谱拟合结果相对比，建立了化学态与其束缚能的对应关系，进而用Si(CH2)4的实际C 1s束缚能值进行校正，确定了各化学态的束缚能. 结果发现，除了SiCxOy(x=1,2,3,4，x+y=4)的Si 2p束缚能彼此不同外，其C 1s和O 1s彼此也不相同，其中SiO2(CH3)2和SiO3(CH3)的C 1s束缚能与CHm和C—O中C 1s的相近，对此从化学态结构，元素电负性和邻位效应进行了解释.
提出了一种新的，用未限定拟合峰位置、半高宽和峰面积的X射线光电子谱拟合方法，研究了拟合峰的数目、函数类型及背景对SiC表面C 1s谱拟合结果的影响，并与样品表面宽扫描X射线光电子谱和红外掠反射吸收谱相对照，确定了SiC表面C 1s谱的最优拟合参数，获得了与文献中数值相同的 C 1s束缚能. 为SiC及其他材料表面元素窄扫描X射线光电子谱的拟合和化学态结构的鉴定奠定了基础.
提出了一种新的，用未限定拟合峰位置、半高宽和峰面积的X射线光电子谱拟合方法，研究了拟合峰的数目、函数类型及背景对SiC表面C 1s谱拟合结果的影响，并与样品表面宽扫描X射线光电子谱和红外掠反射吸收谱相对照，确定了SiC表面C 1s谱的最优拟合参数，获得了与文献中数值相同的 C 1s束缚能. 为SiC及其他材料表面元素窄扫描X射线光电子谱的拟合和化学态结构的鉴定奠定了基础.
采用从头计算二阶自旋-轨道多组态准简并微扰理论计算了碘代甲烷CH3I分子与基态2I03/2和激发态2I0*1/2原子解离极限相关联的势能曲线. 计算了CH3I分子的吸收谱，分析了CH3I分子的光解离过程，并估计了激发态碘原子2I0*3/2的量子产额. 计算结果表明，该方法可用以解释光解离实验结果.
采用从头计算二阶自旋-轨道多组态准简并微扰理论计算了碘代甲烷CH3I分子与基态2I03/2和激发态2I0*1/2原子解离极限相关联的势能曲线. 计算了CH3I分子的吸收谱，分析了CH3I分子的光解离过程，并估计了激发态碘原子2I0*3/2的量子产额. 计算结果表明，该方法可用以解释光解离实验结果.
采用Gaussian 98程序，运用B3LYP方法，对Pd和Pb原子采用收缩价基组LANL2DZ，对Pb2和PdPb2分子的微观结构进行了理论计算. 由于Pb2分子离解后一个Pb原子处于基态，另一个Pb原子处于激发态，采用最小二乘法拟合Pb2分子的势能函数，选用的函数形式为Murrell-Sorbie势能函数加上开关函数. 使用多体展式理论导出了势函数中的参数进而给出PdPb2分子基态势函数的解析表达式，其势能面准确地复现了PdPb2分子的两个稳定构型(C2V和C∞v)及其能量关系.
采用Gaussian 98程序，运用B3LYP方法，对Pd和Pb原子采用收缩价基组LANL2DZ，对Pb2和PdPb2分子的微观结构进行了理论计算. 由于Pb2分子离解后一个Pb原子处于基态，另一个Pb原子处于激发态，采用最小二乘法拟合Pb2分子的势能函数，选用的函数形式为Murrell-Sorbie势能函数加上开关函数. 使用多体展式理论导出了势函数中的参数进而给出PdPb2分子基态势函数的解析表达式，其势能面准确地复现了PdPb2分子的两个稳定构型(C2V和C∞v)及其能量关系.
用密耦近似方法计算了同位素He原子与NO分子碰撞体系的总微分截面、弹性微分截面和非弹性微分截面，总结了同位素He原子对He-NO碰撞体系微分截面的影响. 计算结果表明：在同一入射能量下，随着入射同位素He原子质量增加，总微分截面在0°时的角分布逐渐增大；同位素He原子与NO分子碰撞发生的彩虹现象越明显. 同时，体系约化质量增加的效应大于相对碰撞速度减小的效应，使散射振荡间隔逐渐减小.
用密耦近似方法计算了同位素He原子与NO分子碰撞体系的总微分截面、弹性微分截面和非弹性微分截面，总结了同位素He原子对He-NO碰撞体系微分截面的影响. 计算结果表明：在同一入射能量下，随着入射同位素He原子质量增加，总微分截面在0°时的角分布逐渐增大；同位素He原子与NO分子碰撞发生的彩虹现象越明显. 同时，体系约化质量增加的效应大于相对碰撞速度减小的效应，使散射振荡间隔逐渐减小.
采用作者改进的振动密耦合方法和基于量子力学从头计算的静电势、交换势、相关极化势，研究了低能电子与N2振动激发散射动量迁移截面. 计算结果与试验符合较好.
采用作者改进的振动密耦合方法和基于量子力学从头计算的静电势、交换势、相关极化势，研究了低能电子与N2振动激发散射动量迁移截面. 计算结果与试验符合较好.
分别采用多组态自洽场方法和二阶多组态准简并微扰论方法，计算了烷基碘化物分子CF3I和C2H2F3I沿C—I键的绝热势能曲线和垂直激发能. 结果发现，这两种分子的低激发态均为排斥态;基态的解离能分别为2.473eV和2.835eV，其中前者与实验结果符合较好.
分别采用多组态自洽场方法和二阶多组态准简并微扰论方法，计算了烷基碘化物分子CF3I和C2H2F3I沿C—I键的绝热势能曲线和垂直激发能. 结果发现，这两种分子的低激发态均为排斥态;基态的解离能分别为2.473eV和2.835eV，其中前者与实验结果符合较好.
采用密度泛函(DFT)中的B3LYP方法，选择sto-3g基组,优化并得到了TinMg(n=1—10)小团簇的基态平衡结构,计算出了掺杂团簇的基态结构的平均键长、对称性、原子化能、能级分布、能级间隙、束缚能、总能的二阶差分. 结果表明,随着团簇原子数的增加,镁原子更容易趋于团簇表面位置,镁-钛平均键长大于钛-钛平均键长,以对称性结构为最稳定的基态结构,且呈多个五角双锥结构. 其中Ti5Mg和Ti8Mg的结构更为稳定.
采用密度泛函(DFT)中的B3LYP方法，选择sto-3g基组,优化并得到了TinMg(n=1—10)小团簇的基态平衡结构,计算出了掺杂团簇的基态结构的平均键长、对称性、原子化能、能级分布、能级间隙、束缚能、总能的二阶差分. 结果表明,随着团簇原子数的增加,镁原子更容易趋于团簇表面位置,镁-钛平均键长大于钛-钛平均键长,以对称性结构为最稳定的基态结构,且呈多个五角双锥结构. 其中Ti5Mg和Ti8Mg的结构更为稳定.
HL-2A装置电子回旋共振加热时，氘脉冲超声分子束穿越分界面，等离子体各项重要参数，包括等离子体储能、极向比压、中平面线平均密度、中心密度和温度上升，中子产额急剧增加. 超声分子束注入有可能较常规脉冲送气在台基顶部提供较强的粒子源，被认为是可供ITER替换脉冲送气的加料方法之一. HL-2A装置氢超声分子束注入的平均速度约为1.7km，与溢流(分子流)注入真空的速度测量作了比较.
HL-2A装置电子回旋共振加热时，氘脉冲超声分子束穿越分界面，等离子体各项重要参数，包括等离子体储能、极向比压、中平面线平均密度、中心密度和温度上升，中子产额急剧增加. 超声分子束注入有可能较常规脉冲送气在台基顶部提供较强的粒子源，被认为是可供ITER替换脉冲送气的加料方法之一. HL-2A装置氢超声分子束注入的平均速度约为1.7km，与溢流(分子流)注入真空的速度测量作了比较.
采用基于密度泛函理论(DFT)中的广义梯度近似 (GGA),在考虑自旋多重度的情况下，对NiMgn(n=1—12)团簇进行了构型优化，频率分析和电子性质计算.结果表明：n=1,2时，体系的基态为自旋三重态，n≥3时，为单重态；Ni原子掺杂使主团簇结构发生了明显变化. n≤8时，三角双锥，四角双锥结构主导着NiMgn基态团簇的生长行为; n在9—12之间时，主团簇Mgn+1(n=1—12)的基于三棱柱构型的基态演化行为发生了一定程度的改变；n≥6时，Ni原子陷入了主团簇内部；掺杂使体系的平均结合能增大，能隙减小；n=4,6,10是团簇的幻数；不同尺寸团簇的s, p, d轨道杂化中，Ni原子3d, 4p成分所起作用不同； NiMg6基态结构具有很高的对称性(Oh),很好的稳定性和化学活性，能隙仅为0.25eV.
采用基于密度泛函理论(DFT)中的广义梯度近似 (GGA),在考虑自旋多重度的情况下，对NiMgn(n=1—12)团簇进行了构型优化，频率分析和电子性质计算.结果表明：n=1,2时，体系的基态为自旋三重态，n≥3时，为单重态；Ni原子掺杂使主团簇结构发生了明显变化. n≤8时，三角双锥，四角双锥结构主导着NiMgn基态团簇的生长行为; n在9—12之间时，主团簇Mgn+1(n=1—12)的基于三棱柱构型的基态演化行为发生了一定程度的改变；n≥6时，Ni原子陷入了主团簇内部；掺杂使体系的平均结合能增大，能隙减小；n=4,6,10是团簇的幻数；不同尺寸团簇的s, p, d轨道杂化中，Ni原子3d, 4p成分所起作用不同； NiMg6基态结构具有很高的对称性(Oh),很好的稳定性和化学活性，能隙仅为0.25eV.
用密度泛函理论(DFT)的杂化密度泛函B3LYP方法在6-31G*基组水平上对(Li3N)n(n=1—5)团簇各种可能的构型进行几何结构优化，预测了各团簇的最稳定结构. 并对最稳定结构的振动特性、成键特性、电荷特性等进行了理论研究. 结果表明，(Li3N)n(n=1—5)团簇中N原子的配位数以4，5较多见，Li—Li键长为0.210—0.259nm，Li原子在桥位时Li—N键长为0.185—0.204nm，Li原子在端位时Li—N键长为0.172—0.178nm；团簇中N原子的平均自然电荷为-2.01e，Li原子的平均自然电荷为+0.67e；Li3N，(Li3N)5团簇有相对较高的动力学稳定性.
用密度泛函理论(DFT)的杂化密度泛函B3LYP方法在6-31G*基组水平上对(Li3N)n(n=1—5)团簇各种可能的构型进行几何结构优化，预测了各团簇的最稳定结构. 并对最稳定结构的振动特性、成键特性、电荷特性等进行了理论研究. 结果表明，(Li3N)n(n=1—5)团簇中N原子的配位数以4，5较多见，Li—Li键长为0.210—0.259nm，Li原子在桥位时Li—N键长为0.185—0.204nm，Li原子在端位时Li—N键长为0.172—0.178nm；团簇中N原子的平均自然电荷为-2.01e，Li原子的平均自然电荷为+0.67e；Li3N，(Li3N)5团簇有相对较高的动力学稳定性.
对磁性目标磁场延拓技术进行了研究,提出了一种基于积分方程法和奇异值分解的新方法.应用该方法只需要采用积分方程法对磁性目标的结构进行较为粗略的单元划分,利用目标下方大平面上的磁场测量值,得到相应的线性方程组.采用基于奇异值分解的截断奇异值方法和修正奇异值方法对该线性方程组进行正则化求解,可实现磁性目标磁场的三维磁场重建、向上或向下延拓.该方法较以前的方法,提高了磁性目标磁场延拓的精度和可靠性,并且解决了磁性目标磁场在一定范围内向上延拓的技术难题.
对磁性目标磁场延拓技术进行了研究,提出了一种基于积分方程法和奇异值分解的新方法.应用该方法只需要采用积分方程法对磁性目标的结构进行较为粗略的单元划分,利用目标下方大平面上的磁场测量值,得到相应的线性方程组.采用基于奇异值分解的截断奇异值方法和修正奇异值方法对该线性方程组进行正则化求解,可实现磁性目标磁场的三维磁场重建、向上或向下延拓.该方法较以前的方法,提高了磁性目标磁场延拓的精度和可靠性,并且解决了磁性目标磁场在一定范围内向上延拓的技术难题.
利用铁氧体的外场调制特性，提出采用铁氧体作为金属环线结构的介质基板，实现频率可调左手材料. 首先采用时域差分有限元方法数值模拟了基板材料参数变化的条件下，开口谐振环的频率可调性规律. 随基板材料的介电常数或磁导率升高，与开口谐振环负磁导率对应的透射谷频率将显著降低. 实验制备了一系列超高频软磁六角铁氧体，利用外加磁场有效调制了其磁导率. 并通过实验表明，通过调控外加磁场可以有效地调控开口谐振环负磁导率对应的透射谷频率.
利用铁氧体的外场调制特性，提出采用铁氧体作为金属环线结构的介质基板，实现频率可调左手材料. 首先采用时域差分有限元方法数值模拟了基板材料参数变化的条件下，开口谐振环的频率可调性规律. 随基板材料的介电常数或磁导率升高，与开口谐振环负磁导率对应的透射谷频率将显著降低. 实验制备了一系列超高频软磁六角铁氧体，利用外加磁场有效调制了其磁导率. 并通过实验表明，通过调控外加磁场可以有效地调控开口谐振环负磁导率对应的透射谷频率.
基于傅里叶模式理论分析了双层浮雕型导模共振光栅的共振效应，分别讨论了光栅的槽深、剩余厚度、周期以及填充系数对峰值反射率、带宽、旁带反射率的影响. 数据计算表明，欠刻蚀情形的误差宽容度远远优于过刻蚀情形，两者在光栅槽深相对误差小于15％的范围内，都能保证共振峰的衍射效率高于99.5%，在相同的误差范围内，共振峰线宽的相对误差将分别达到7％和60％，因此厚度误差集中反映在对共振线宽的改变上. 另外，光栅周期和填充系数的变化将明显改变共振峰中心波长和线宽.
基于傅里叶模式理论分析了双层浮雕型导模共振光栅的共振效应，分别讨论了光栅的槽深、剩余厚度、周期以及填充系数对峰值反射率、带宽、旁带反射率的影响. 数据计算表明，欠刻蚀情形的误差宽容度远远优于过刻蚀情形，两者在光栅槽深相对误差小于15％的范围内，都能保证共振峰的衍射效率高于99.5%，在相同的误差范围内，共振峰线宽的相对误差将分别达到7％和60％，因此厚度误差集中反映在对共振线宽的改变上. 另外，光栅周期和填充系数的变化将明显改变共振峰中心波长和线宽.
光束斜入射到轴棱锥上引起的像散将导致其衍射光场发生畸变，由衍射理论出发推导了受像散影响的轴棱锥衍射光场表达式. 通过模拟不同像散的衍射光斑图和同一像散影响下随轴向距离变化的光强分布图，分析了轴外像散对轴棱锥衍射特性的影响. 提出修正像散的方法并通过实验验证利用可调精密旋转轴棱锥修正轴外像散导致的光束畸变，理论分析和实验结果相符合,研究结果使轴棱锥的应用更加广泛.
光束斜入射到轴棱锥上引起的像散将导致其衍射光场发生畸变，由衍射理论出发推导了受像散影响的轴棱锥衍射光场表达式. 通过模拟不同像散的衍射光斑图和同一像散影响下随轴向距离变化的光强分布图，分析了轴外像散对轴棱锥衍射特性的影响. 提出修正像散的方法并通过实验验证利用可调精密旋转轴棱锥修正轴外像散导致的光束畸变，理论分析和实验结果相符合,研究结果使轴棱锥的应用更加广泛.
在掠入射条件下，由于部分平面波分量无法直接入射到反射面,从而不能按照常规方式被反射和透射. 而反射透射模式的逆过程被用来描述非直接入射的这部分平面波分量与反射区的相互作用. 基于这两个模式，采用平面波展开法导出了窄光束掠入射条件下出射光的场分布，理论计算结果与采用BPM方法的模拟值完全一致.
在掠入射条件下，由于部分平面波分量无法直接入射到反射面,从而不能按照常规方式被反射和透射. 而反射透射模式的逆过程被用来描述非直接入射的这部分平面波分量与反射区的相互作用. 基于这两个模式，采用平面波展开法导出了窄光束掠入射条件下出射光的场分布，理论计算结果与采用BPM方法的模拟值完全一致.
基于量子密钥分配的基本原理，采用偏振短脉冲相干光源和双FM差分密钥分配的方案，进行了自由空间量子密钥分配的实验研究. 该方案具有噪声低，稳定性高，误码率低等优点，为空间量子保密通信提供了一个有意义的实施方案，具有一定的实用价值和学术意义.
基于量子密钥分配的基本原理，采用偏振短脉冲相干光源和双FM差分密钥分配的方案，进行了自由空间量子密钥分配的实验研究. 该方案具有噪声低，稳定性高，误码率低等优点，为空间量子保密通信提供了一个有意义的实施方案，具有一定的实用价值和学术意义.
研究了倒Y形四能级原子与多模光场相互作用系统，在量子干涉机理下介质的相对介电常数和相对磁导率受电磁诱导发生显著变化，在合适的参数条件下它们同时出现负值，产生了左手效应，相应的介质转化为左手材料.随着系统参数的改变，左手效应频率范围等性质随之变化.
研究了倒Y形四能级原子与多模光场相互作用系统，在量子干涉机理下介质的相对介电常数和相对磁导率受电磁诱导发生显著变化，在合适的参数条件下它们同时出现负值，产生了左手效应，相应的介质转化为左手材料.随着系统参数的改变，左手效应频率范围等性质随之变化.
研究了具有高斯横向分布的连续激光束单次通过铷原子蒸气后，在近共振附近铷原子蒸气中，由强的非线性克尔效应导致激光分裂成细丝的现象，并且这些细丝的衍射图样在远场通过相干叠加，可以形成具有规则结构的斑图模式.实验上研究了输入光功率，铷泡温度和抽运激光频率相对于85Rb原子D2线的不同失谐位置等因素对斑图模式的影响.由于铷原子的超精细能级结构，在铷原子蒸气中同时存在与三阶非线性效应相关的四波混频现象，通过扫描探测光的频率同时观察到具有斯托克斯和反斯托克斯光子的拉曼增益现象.
研究了具有高斯横向分布的连续激光束单次通过铷原子蒸气后，在近共振附近铷原子蒸气中，由强的非线性克尔效应导致激光分裂成细丝的现象，并且这些细丝的衍射图样在远场通过相干叠加，可以形成具有规则结构的斑图模式.实验上研究了输入光功率，铷泡温度和抽运激光频率相对于85Rb原子D2线的不同失谐位置等因素对斑图模式的影响.由于铷原子的超精细能级结构，在铷原子蒸气中同时存在与三阶非线性效应相关的四波混频现象，通过扫描探测光的频率同时观察到具有斯托克斯和反斯托克斯光子的拉曼增益现象.
利用全矢量平面波展开法(FVPWM)对采用改进的两次堆积法制备的空芯光子带隙光纤进行了数值模拟.在特定传播常数β下，光纤在500—1000 nm的波段内出现多条宽窄不同的有效光子带隙.依据有效折射率的不同，部分带隙中的空气-导模将以不同的形式存在.经过实验测试，发现测得的带隙位置相对于模拟结果向短波段发生了较明显的移动，主要原因被认为是光纤结构的纵向不均匀性和包层节点处间隙孔的存在.
利用全矢量平面波展开法(FVPWM)对采用改进的两次堆积法制备的空芯光子带隙光纤进行了数值模拟.在特定传播常数β下，光纤在500—1000 nm的波段内出现多条宽窄不同的有效光子带隙.依据有效折射率的不同，部分带隙中的空气-导模将以不同的形式存在.经过实验测试，发现测得的带隙位置相对于模拟结果向短波段发生了较明显的移动，主要原因被认为是光纤结构的纵向不均匀性和包层节点处间隙孔的存在.
搭建了紫外单光子成像系统，详细介绍了该系统的组成、工作原理和分辨率性能测试.由汞灯发出的紫外光经过大气散射、多块减光片得到了紫外单光子流.单光子直接打在微通道板上，微通道板产生的倍增电子由楔条形阳极收集，电荷灵敏前置放大器将阳极输出的电荷信号转变为电压信号，主放大器对前放信号进行滤波整形.利用高速数据采集卡连续采集主放大器的输出波形，通过软件对采集波形进行处理，采用图像处理技术得到了紫外单光子10min的计数图像，并对图像进行了畸变校正.此外，通过自己设计的分辨率板，测得该系统的分辨率可达150μm.该系统在极微弱光探测成像，生物发光，空间环境探测等方面具有广泛应用.
搭建了紫外单光子成像系统，详细介绍了该系统的组成、工作原理和分辨率性能测试.由汞灯发出的紫外光经过大气散射、多块减光片得到了紫外单光子流.单光子直接打在微通道板上，微通道板产生的倍增电子由楔条形阳极收集，电荷灵敏前置放大器将阳极输出的电荷信号转变为电压信号，主放大器对前放信号进行滤波整形.利用高速数据采集卡连续采集主放大器的输出波形，通过软件对采集波形进行处理，采用图像处理技术得到了紫外单光子10min的计数图像，并对图像进行了畸变校正.此外，通过自己设计的分辨率板，测得该系统的分辨率可达150μm.该系统在极微弱光探测成像，生物发光，空间环境探测等方面具有广泛应用.
在嗓音评估系统的长元音谐噪比分析中，针对传统方法在普通傅里叶变换域上进行谐波成分计算并且需要对样本进行人工选择切分的情况，提出了一种新谐噪比计算方法，能够自动切分出长元音中稳定部分，并采用了更贴近人耳听觉模型的时频分析办法，使对长元音的分析能够更稳定更贴近人耳主观听觉.同时由于没有人工干预，使得评估标准更加统一，结果更加客观.
在嗓音评估系统的长元音谐噪比分析中，针对传统方法在普通傅里叶变换域上进行谐波成分计算并且需要对样本进行人工选择切分的情况，提出了一种新谐噪比计算方法，能够自动切分出长元音中稳定部分，并采用了更贴近人耳听觉模型的时频分析办法，使对长元音的分析能够更稳定更贴近人耳主观听觉.同时由于没有人工干预，使得评估标准更加统一，结果更加客观.
对固体基底浅海中声波传播的色散特性作了数值模拟与分析. 利用液体及固体中声传播理论导出了固体基底内爆破源在浅海中所激发声场的解析解, 在此基础上, 通过数值计算, 得出了浅海中不同空间点处的瞬态声压时域波形, 并在瞬态声压时域波形的平滑伪Wigner-Ville分布基础上, 对固体基底内爆破源在浅海中所激发瞬态声场的特性作了详细分析.
对固体基底浅海中声波传播的色散特性作了数值模拟与分析. 利用液体及固体中声传播理论导出了固体基底内爆破源在浅海中所激发声场的解析解, 在此基础上, 通过数值计算, 得出了浅海中不同空间点处的瞬态声压时域波形, 并在瞬态声压时域波形的平滑伪Wigner-Ville分布基础上, 对固体基底内爆破源在浅海中所激发瞬态声场的特性作了详细分析.
波叠加法是利用等效源的思想来求解声辐射问题的一种数值方法.其原理并没有确切地规定如何配置等效源.正由于这些不确切性的存在，当将它应用到声场重构时，有必要检验重构的准确性，分析影响重构精度的各种因素，目的是通过分析而获得一些提高重构精度的规律.通过理论分析和数值仿真，分析了各因素对重建准确性的影响.证明等效源必须配置在辐射体内部，而且最好能与辐射体表面共形；但测量面并不需要与辐射体表面共形，而且也不需要在近场测量；还发现，Tikhonov和TSVD正则化方法很适合与波叠加法结合用于声场重构.依据这些规律能更好地应用波叠加法进行声场重构，也将拓宽其应用范围.
波叠加法是利用等效源的思想来求解声辐射问题的一种数值方法.其原理并没有确切地规定如何配置等效源.正由于这些不确切性的存在，当将它应用到声场重构时，有必要检验重构的准确性，分析影响重构精度的各种因素，目的是通过分析而获得一些提高重构精度的规律.通过理论分析和数值仿真，分析了各因素对重建准确性的影响.证明等效源必须配置在辐射体内部，而且最好能与辐射体表面共形；但测量面并不需要与辐射体表面共形，而且也不需要在近场测量；还发现，Tikhonov和TSVD正则化方法很适合与波叠加法结合用于声场重构.依据这些规律能更好地应用波叠加法进行声场重构，也将拓宽其应用范围.
利用连续小波变换对从铝合金板结构中俘获的Lamb波信号进行分析，获得波信号在时间-尺度域的等高线和等高线脊线.根据Lamb波的频散特征、时间-尺度域等高线脊线的斜率和波在不同尺度下的到达时间，识别了Lamb波信号中各信息包的模式，并匹配出基础阶模式窄频带Lamb波在铝合金板结构中传播的实际频散曲线.对试验的Lamb波信号分析的结果表明该方法对于研究和应用窄频带Lamb波的频散特性是有效的.
利用连续小波变换对从铝合金板结构中俘获的Lamb波信号进行分析，获得波信号在时间-尺度域的等高线和等高线脊线.根据Lamb波的频散特征、时间-尺度域等高线脊线的斜率和波在不同尺度下的到达时间，识别了Lamb波信号中各信息包的模式，并匹配出基础阶模式窄频带Lamb波在铝合金板结构中传播的实际频散曲线.对试验的Lamb波信号分析的结果表明该方法对于研究和应用窄频带Lamb波的频散特性是有效的.
根据爱因斯坦的质能等效关系式，热能具有的等效质量称为热质，从而在固态和气态介质中分别建立了声子气质量和热子气质量的概念.应用牛顿定律建立了含有驱动力、阻力和惯性力的热质(声子气或热子气)运动的动量守恒方程.由于热量在介质中的传递本质上就是热质(声子气和热子气)在介质中的运动，所以热质动量守恒方程就是普适的导热定律，能够统一描述各种条件下的导热规律.当热流密度不是很大从而热质惯性力可以忽略时，热质动量守恒方程就退化为傅里叶导热定律，这表明傅里叶导热定律是特殊条件下的导热定律，对于微纳尺度条件下的导热，热流密度可以极高，由速度空间变化引起的惯性力不能忽略，在稳态导热情况下也将出现非傅里叶导热，此时在计算或者实验中不能用热流密度除温度梯度求导热系数.在超快速加热条件下，必需考虑惯性力，与基于CV导热模型的波动方程相比，普适的导热定律增加了因速度空间变化引起的惯性力项，所以在介质中热波叠加时不会出现产生负温度的非物理现象，表明基于热质运动概念的普适导热定律更为合理.
根据爱因斯坦的质能等效关系式，热能具有的等效质量称为热质，从而在固态和气态介质中分别建立了声子气质量和热子气质量的概念.应用牛顿定律建立了含有驱动力、阻力和惯性力的热质(声子气或热子气)运动的动量守恒方程.由于热量在介质中的传递本质上就是热质(声子气和热子气)在介质中的运动，所以热质动量守恒方程就是普适的导热定律，能够统一描述各种条件下的导热规律.当热流密度不是很大从而热质惯性力可以忽略时，热质动量守恒方程就退化为傅里叶导热定律，这表明傅里叶导热定律是特殊条件下的导热定律，对于微纳尺度条件下的导热，热流密度可以极高，由速度空间变化引起的惯性力不能忽略，在稳态导热情况下也将出现非傅里叶导热，此时在计算或者实验中不能用热流密度除温度梯度求导热系数.在超快速加热条件下，必需考虑惯性力，与基于CV导热模型的波动方程相比，普适的导热定律增加了因速度空间变化引起的惯性力项，所以在介质中热波叠加时不会出现产生负温度的非物理现象，表明基于热质运动概念的普适导热定律更为合理.
提出了一种宽频率范围的弛豫衰减谱重建算法，并采用基于SSH理论的方法和基于实验数据的方法估计气体的有效弛豫时间.通过该算法得到了包括氮气、甲烷、氧气、二氧化碳和水蒸气在内的多种多原子分子混合气体的声衰减谱，研究的声波频率范围从1Hz到10GHz.与预测弛豫衰减的DL模型的结果比较表明，该算法获得的弛豫衰减谱结果与之相符，其预测精度取决于对分子弛豫过程的正确认识.另外该算法还被用于几种混合气体中水蒸气和二氧化碳含量的分析，其结果表明弛豫衰减谱可被用于定量分析多原子分子气体的成分组成，这使得实现高灵敏度地检测气体成分的智能声气体传感技术成为可能.
提出了一种宽频率范围的弛豫衰减谱重建算法，并采用基于SSH理论的方法和基于实验数据的方法估计气体的有效弛豫时间.通过该算法得到了包括氮气、甲烷、氧气、二氧化碳和水蒸气在内的多种多原子分子混合气体的声衰减谱，研究的声波频率范围从1Hz到10GHz.与预测弛豫衰减的DL模型的结果比较表明，该算法获得的弛豫衰减谱结果与之相符，其预测精度取决于对分子弛豫过程的正确认识.另外该算法还被用于几种混合气体中水蒸气和二氧化碳含量的分析，其结果表明弛豫衰减谱可被用于定量分析多原子分子气体的成分组成，这使得实现高灵敏度地检测气体成分的智能声气体传感技术成为可能.
通过矢量网络分析仪测量了不同激励功率条件下柱形等离子体天线系统的输入阻抗随频率的变化关系，实验结果表明柱形等离子体天线输入阻抗具有明显的谐振特性.结合放电管的等效电路模型与柱形等离子体天线输入电流特性，定性分析了等离子体天线输入阻抗变化与等离子体参数之间的关系.此种测量方法有助于等离子体天线动态重构特性的研究和实现快速阻抗匹配.
通过矢量网络分析仪测量了不同激励功率条件下柱形等离子体天线系统的输入阻抗随频率的变化关系，实验结果表明柱形等离子体天线输入阻抗具有明显的谐振特性.结合放电管的等效电路模型与柱形等离子体天线输入电流特性，定性分析了等离子体天线输入阻抗变化与等离子体参数之间的关系.此种测量方法有助于等离子体天线动态重构特性的研究和实现快速阻抗匹配.
将325#不锈钢丝网电极和0.1 mm厚的PET薄膜紧贴在一起，平整地固定在Rogowski电极基座上,用50 Hz工频电压源及并联稳压电容，在大气压下2 mm空气间隙中实现了均匀放电.实验表明：将放电电流和电荷量波形作为判断放电均匀性的依据并不是完全可靠的，它只能判断放电在时间上的一致性，而不足以判断放电在空间上的均匀性.只有拍摄曝光时间不大于100ns的放电图像，才能可靠地判断放电的均匀性.在金属丝网电极覆盖PET薄膜的大气压气体放电实验中，这种放电图像被拍摄到，并说明大气压空气中的均匀放电只是汤森放电，而非辉光放电.
将325#不锈钢丝网电极和0.1 mm厚的PET薄膜紧贴在一起，平整地固定在Rogowski电极基座上,用50 Hz工频电压源及并联稳压电容，在大气压下2 mm空气间隙中实现了均匀放电.实验表明：将放电电流和电荷量波形作为判断放电均匀性的依据并不是完全可靠的，它只能判断放电在时间上的一致性，而不足以判断放电在空间上的均匀性.只有拍摄曝光时间不大于100ns的放电图像，才能可靠地判断放电的均匀性.在金属丝网电极覆盖PET薄膜的大气压气体放电实验中，这种放电图像被拍摄到，并说明大气压空气中的均匀放电只是汤森放电，而非辉光放电.
利用Z-scan、电流、电压探头，通过测量等离子体吸收功率、天线电流、电压、等离子体直流悬浮电位等多种参数，研究了匹配网络、天线耦合强度、导电地面积、气压等多种因素对E,H放电模式特性及模式转化行为的影响.基于Γ型阻抗匹配网络中串联电容对射频电源输出功率的影响，提出了E—H放电模式转化的正负反馈区概念.研究发现：在相同的其他放电条件下，处于正反馈区时等离子体放电易于产生跳变型模式转化，而且模式跳变的临界天线电流、回滞宽度、跳变临界功率、跳变功率差等参数均随阻抗匹配网络参数产生明显变化；在负反馈区内，模式转化过程趋于连续.由于阻抗匹配网络的影响，E—H模式的跳变电流并不是总大于H—E模式的跳变电流.在不同导电地面积、阻抗匹配网络、气压下，模式转化过程中等离子体直流悬浮电位的变化呈现多样性.
利用Z-scan、电流、电压探头，通过测量等离子体吸收功率、天线电流、电压、等离子体直流悬浮电位等多种参数，研究了匹配网络、天线耦合强度、导电地面积、气压等多种因素对E,H放电模式特性及模式转化行为的影响.基于Γ型阻抗匹配网络中串联电容对射频电源输出功率的影响，提出了E—H放电模式转化的正负反馈区概念.研究发现：在相同的其他放电条件下，处于正反馈区时等离子体放电易于产生跳变型模式转化，而且模式跳变的临界天线电流、回滞宽度、跳变临界功率、跳变功率差等参数均随阻抗匹配网络参数产生明显变化；在负反馈区内，模式转化过程趋于连续.由于阻抗匹配网络的影响，E—H模式的跳变电流并不是总大于H—E模式的跳变电流.在不同导电地面积、阻抗匹配网络、气压下，模式转化过程中等离子体直流悬浮电位的变化呈现多样性.
由于红外薄膜材料和基板热膨胀系数显著不同，所以在高温基板上镀膜后降温将产生热应力，进而引起边界分层破裂现象，影响薄膜器件的牢固性.对薄膜厚度、杨氏模量和热膨胀系数对薄膜分层破裂的影响进行了研究，同时分析了薄膜设计对减小分层破裂的作用.这对减小红外薄膜系统因热应力引起的分层破裂现象具有实际应用价值.
由于红外薄膜材料和基板热膨胀系数显著不同，所以在高温基板上镀膜后降温将产生热应力，进而引起边界分层破裂现象，影响薄膜器件的牢固性.对薄膜厚度、杨氏模量和热膨胀系数对薄膜分层破裂的影响进行了研究，同时分析了薄膜设计对减小分层破裂的作用.这对减小红外薄膜系统因热应力引起的分层破裂现象具有实际应用价值.
利用X射线衍射(XRD)和X射线吸收近边结构(XANES)方法研究了在Si(100)衬底上及600℃温度条件下用分子束外延(MBE)共蒸发方法生长的MnxSi1-x磁性薄膜的结构.由XRD结果表明，只有在高Mn含量(8％和17％)样品中存在着Mn4Si7化合物物相.而XANES结果则显示，对于Mn浓度在0.7%到17%之间的MnxSi1-x样品，其Mn原子的XANES谱表现出了一致的谱线特征.基于多重散射的XANES理论计算进一步表明，只有根据Mn4Si7模型计算出的理论XANES谱才能够很好的重构出MnxSi1-x样品的实验XANES谱.这些研究结果说明在MnxSi1-x样品中，Mn原子主要是以镶嵌式的Mn4Si7化合物纳米晶颗粒存在于Si薄膜介质中，几乎不存在间隙位和替代位的Mn原子.
利用X射线衍射(XRD)和X射线吸收近边结构(XANES)方法研究了在Si(100)衬底上及600℃温度条件下用分子束外延(MBE)共蒸发方法生长的MnxSi1-x磁性薄膜的结构.由XRD结果表明，只有在高Mn含量(8％和17％)样品中存在着Mn4Si7化合物物相.而XANES结果则显示，对于Mn浓度在0.7%到17%之间的MnxSi1-x样品，其Mn原子的XANES谱表现出了一致的谱线特征.基于多重散射的XANES理论计算进一步表明，只有根据Mn4Si7模型计算出的理论XANES谱才能够很好的重构出MnxSi1-x样品的实验XANES谱.这些研究结果说明在MnxSi1-x样品中，Mn原子主要是以镶嵌式的Mn4Si7化合物纳米晶颗粒存在于Si薄膜介质中，几乎不存在间隙位和替代位的Mn原子.
利用X射线吸收精细结构、X射线衍射和磁性测量等技术研究脉冲激光气相沉积法制备的Zn1-xCoxO (x＝0.01，0.02)稀磁半导体薄膜的结构和磁性.磁性测量结果表明Zn1-xCoxO样品都具有室温铁磁性.X射线衍射结果显示其薄膜样品具有结晶良好的纤锌矿结构.荧光X射线吸收精细结构测试结果表明，脉冲激光气相沉积法制备的样品中的Co离子全部进入ZnO晶格中替代了部分Zn的格点位置，生成单一相的Zn1-xCoxO 稀磁半导体.通过对X射线吸收近边结构谱的分析，确定Zn1-xCoxO薄膜中存在O空位，表明Co离子与O空位的相互作用是诱导Zn1-xCoxO产生室温铁磁性的主要原因.
利用X射线吸收精细结构、X射线衍射和磁性测量等技术研究脉冲激光气相沉积法制备的Zn1-xCoxO (x＝0.01，0.02)稀磁半导体薄膜的结构和磁性.磁性测量结果表明Zn1-xCoxO样品都具有室温铁磁性.X射线衍射结果显示其薄膜样品具有结晶良好的纤锌矿结构.荧光X射线吸收精细结构测试结果表明，脉冲激光气相沉积法制备的样品中的Co离子全部进入ZnO晶格中替代了部分Zn的格点位置，生成单一相的Zn1-xCoxO 稀磁半导体.通过对X射线吸收近边结构谱的分析，确定Zn1-xCoxO薄膜中存在O空位，表明Co离子与O空位的相互作用是诱导Zn1-xCoxO产生室温铁磁性的主要原因.
在空气环境中采用固相反应方法制备出三种A位Ca掺杂自旋梯状结构化合物(Sr1-xCax)14Cu24O41-δ样品(x＝0，0.25，0.43)能量损失谱(EDS)分析表明，该体系Ca掺杂样品均严重缺氧(分别对应的缺氧含量δ＝7.64，6.99，6.67).X射线衍射(XRD)结果显示，所有样品均为单相，并且晶格常数a，b，c的值随着缺氧含量δ的增加而增大.1T直流磁场下的磁化率-温度曲线及其拟合结果表明，对无Ca掺杂样品Sr14Cu24O41-δ(δ＝7.64)，氧含量减少导致自旋链上空穴数的减少，自旋链上自由自旋的Cu离子数目增大，而参与二聚化的Cu离子数目略有减小；而对Ca掺杂样品(Sr1-xCax)14Cu24O41-δ，随着Ca含量的增加，样品中氧缺失量降低，但Ca掺杂引起空穴减少的程度更强.
在空气环境中采用固相反应方法制备出三种A位Ca掺杂自旋梯状结构化合物(Sr1-xCax)14Cu24O41-δ样品(x＝0，0.25，0.43)能量损失谱(EDS)分析表明，该体系Ca掺杂样品均严重缺氧(分别对应的缺氧含量δ＝7.64，6.99，6.67).X射线衍射(XRD)结果显示，所有样品均为单相，并且晶格常数a，b，c的值随着缺氧含量δ的增加而增大.1T直流磁场下的磁化率-温度曲线及其拟合结果表明，对无Ca掺杂样品Sr14Cu24O41-δ(δ＝7.64)，氧含量减少导致自旋链上空穴数的减少，自旋链上自由自旋的Cu离子数目增大，而参与二聚化的Cu离子数目略有减小；而对Ca掺杂样品(Sr1-xCax)14Cu24O41-δ，随着Ca含量的增加，样品中氧缺失量降低，但Ca掺杂引起空穴减少的程度更强.
实现了大体积Cu60Sn30Pb10偏晶合金的深过冷与快速凝固. 实验获得的最大过冷度为173 K(0.17TL). 凝固组织发生了明显的宏观偏析，XRD分析表明，试样上部是由固溶体(Sn)，(Pb)相和金属间化合物ε(Cu3Sn)相组成的三相区，下部为富(Pb)相区. 在小过冷条件下，三相区中ε(Cu3Sn)相的凝固组织为粗大的枝晶，随着过冷度的增大，ε(Cu3Sn)相细化成层片状组织，且层片间距随过冷度的增大而减小，而(Sn)，(Pb)两相始终以离异共晶的方式存在. 富(Pb)相区中分布有少量的ε(Cu3Sn)枝晶，枝晶长度随过冷度的增大而增大，且在大过冷条件下发生碎断. (Sn)相在ε(Cu3Sn)相表面形核、长大，其形态类似于包晶凝固组织.
实现了大体积Cu60Sn30Pb10偏晶合金的深过冷与快速凝固. 实验获得的最大过冷度为173 K(0.17TL). 凝固组织发生了明显的宏观偏析，XRD分析表明，试样上部是由固溶体(Sn)，(Pb)相和金属间化合物ε(Cu3Sn)相组成的三相区，下部为富(Pb)相区. 在小过冷条件下，三相区中ε(Cu3Sn)相的凝固组织为粗大的枝晶，随着过冷度的增大，ε(Cu3Sn)相细化成层片状组织，且层片间距随过冷度的增大而减小，而(Sn)，(Pb)两相始终以离异共晶的方式存在. 富(Pb)相区中分布有少量的ε(Cu3Sn)枝晶，枝晶长度随过冷度的增大而增大，且在大过冷条件下发生碎断. (Sn)相在ε(Cu3Sn)相表面形核、长大，其形态类似于包晶凝固组织.
采用分子动力学模拟方法, 研究了填充在(8,8)单壁碳纳米管内的Au纳米线的结构和热稳定性. 研究表明, 经高温退火至室温, Au在碳纳米管内能生成多样而稳定的结构上明显区别于自由状态Au纳米线的壳层螺旋结构Au纳米线, 其螺旋结构会随着温度的变化而转变. 束缚在碳纳米管内的壳层螺旋结构Au纳米线有非常好的热稳定性, 稳定温度高于块体Au晶体的熔化温度.
采用分子动力学模拟方法, 研究了填充在(8,8)单壁碳纳米管内的Au纳米线的结构和热稳定性. 研究表明, 经高温退火至室温, Au在碳纳米管内能生成多样而稳定的结构上明显区别于自由状态Au纳米线的壳层螺旋结构Au纳米线, 其螺旋结构会随着温度的变化而转变. 束缚在碳纳米管内的壳层螺旋结构Au纳米线有非常好的热稳定性, 稳定温度高于块体Au晶体的熔化温度.
采用分子动力学模拟方法研究了graphene条带上生长硅纳米结构的过程，分析了不同温度下硅原子在graphene条带边沿生成的新型纳米结构.研究表明，随机分布的硅原子吸附到锯齿型graphene条带边沿在不同的温度T下可生成不同类型的硅纳米结构：300K≤TT≤2800K时形成单原子链结构，2800KTT≥3900K时硅原子逐渐替代条带边沿的碳原子直至graphene条带破坏.而硅原子吸附到扶手椅型graphene条带边沿在300K≤T<3000 K内仅能形成非链状的不定型的硅纳米结构.
采用分子动力学模拟方法研究了graphene条带上生长硅纳米结构的过程，分析了不同温度下硅原子在graphene条带边沿生成的新型纳米结构.研究表明，随机分布的硅原子吸附到锯齿型graphene条带边沿在不同的温度T下可生成不同类型的硅纳米结构：300K≤TT≤2800K时形成单原子链结构，2800KTT≥3900K时硅原子逐渐替代条带边沿的碳原子直至graphene条带破坏.而硅原子吸附到扶手椅型graphene条带边沿在300K≤T<3000 K内仅能形成非链状的不定型的硅纳米结构.
通过第一性原理计算研究了垂直于碳纳米管轴向的单向压力对碳纳米管(6，6)晶体电子结构特性的影响.计算研究发现：由碳纳米管(6，6)组成的四方结构晶体(t相)具有金属特性，电子可以沿碳纳米管管壁运动；在单向压力作用下,t相发生结构相变形成非成键相，随着压力的进一步增大，碳纳米管间产生键合，形成了成键相；单向压力对碳纳米管(6，6)晶体的能带结构影响主要表现在π能带和π*能带，伴随着单向压力的增加，碳纳米管晶体的电学性质经历从金属到半导体再到活泼金属的转变；非成键相的电子被局域在碳纳米管附近使晶体具有半导体特性，而成键相的电子不仅可以沿着碳纳米管管壁运动，还可以在碳纳米管之间(即成键方向)运动，从而使成健相晶体具有活泼的金属特性.
通过第一性原理计算研究了垂直于碳纳米管轴向的单向压力对碳纳米管(6，6)晶体电子结构特性的影响.计算研究发现：由碳纳米管(6，6)组成的四方结构晶体(t相)具有金属特性，电子可以沿碳纳米管管壁运动；在单向压力作用下,t相发生结构相变形成非成键相，随着压力的进一步增大，碳纳米管间产生键合，形成了成键相；单向压力对碳纳米管(6，6)晶体的能带结构影响主要表现在π能带和π*能带，伴随着单向压力的增加，碳纳米管晶体的电学性质经历从金属到半导体再到活泼金属的转变；非成键相的电子被局域在碳纳米管附近使晶体具有半导体特性，而成键相的电子不仅可以沿着碳纳米管管壁运动，还可以在碳纳米管之间(即成键方向)运动，从而使成健相晶体具有活泼的金属特性.
采用脉冲激光沉积技术，在单晶SrTiO3基底上外延生长了一系列名义结构为p×(NdBa2Cu3O7-δ(m)/YBa2Cu3O7-δ(n))的多层膜和准多层膜(单元层NdBa2Cu3O7-δ较厚而YBa2Cu3O7-δ呈非连贯的岛状分布，m，n为激光脉冲数，p为重复周期).样品的超导转变温度在87—91 K范围，具体大小取决于不同的调制结构，多层膜的重复周期越大，层状界面越多，超导转变温度就越低.磁传输测量表明，准多层的样品不仅具有较高的超导转变温度,而且具有较强的磁通钉扎性能，77K零场下的临界电流密度高达4×106 A/cm2，显示出良好的应用前景.
采用脉冲激光沉积技术，在单晶SrTiO3基底上外延生长了一系列名义结构为p×(NdBa2Cu3O7-δ(m)/YBa2Cu3O7-δ(n))的多层膜和准多层膜(单元层NdBa2Cu3O7-δ较厚而YBa2Cu3O7-δ呈非连贯的岛状分布，m，n为激光脉冲数，p为重复周期).样品的超导转变温度在87—91 K范围，具体大小取决于不同的调制结构，多层膜的重复周期越大，层状界面越多，超导转变温度就越低.磁传输测量表明，准多层的样品不仅具有较高的超导转变温度,而且具有较强的磁通钉扎性能，77K零场下的临界电流密度高达4×106 A/cm2，显示出良好的应用前景.
从密度泛函理论为基础的第一性原理出发，运用全势能线性缀加平面波(FLAPW)方法，对氚衰变后氦在合金中的占位以及LaNi5He晶体结构进行了理论计算，并系统给出了氦在间隙间的迁移曲线.结果表明，氦原子在十二面体(1b)格位最稳定，并且氦从6m格位向1b格位迁移不存在势垒，而从2d格位向1b格位迁移则需越过1.55eV高的势垒.另外，氦从12n格位穿过12o格位最后到达6m格位也无明显势垒存在，并且处于4h格位之间的氦原子可以自由迁移，而相应12n格位之间的直接迁移则需跨越13.6eV高的势垒.最后还计算给出了氚衰变后合金的态密度、电子密度以及势能分布图，并与相应的LaNi5H结构作了详细比较.
从密度泛函理论为基础的第一性原理出发，运用全势能线性缀加平面波(FLAPW)方法，对氚衰变后氦在合金中的占位以及LaNi5He晶体结构进行了理论计算，并系统给出了氦在间隙间的迁移曲线.结果表明，氦原子在十二面体(1b)格位最稳定，并且氦从6m格位向1b格位迁移不存在势垒，而从2d格位向1b格位迁移则需越过1.55eV高的势垒.另外，氦从12n格位穿过12o格位最后到达6m格位也无明显势垒存在，并且处于4h格位之间的氦原子可以自由迁移，而相应12n格位之间的直接迁移则需跨越13.6eV高的势垒.最后还计算给出了氚衰变后合金的态密度、电子密度以及势能分布图，并与相应的LaNi5H结构作了详细比较.
采用基于密度泛函原理的赝势平面波方法，计算了H在Nb晶体中的势场.通过求解H在该势场中的Schrdinger方程，得到了H的振动状态.计算结果表明，H的基态和第一激发态是局域的，第二激发态是非局域的，可以在T点之间迁移以及做4T/6T环运动.
采用基于密度泛函原理的赝势平面波方法，计算了H在Nb晶体中的势场.通过求解H在该势场中的Schrdinger方程，得到了H的振动状态.计算结果表明，H的基态和第一激发态是局域的，第二激发态是非局域的，可以在T点之间迁移以及做4T/6T环运动.
采用分子动力学方法，对完善和含缺陷扶手椅型单层碳纳米管进行轴向压缩的数值模拟，对比研究三种不同的温度环境下单、双原子空位缺陷对碳纳米管轴压变形性能的特殊影响.研究结果表明管壁缺陷显著降低了纳米管低温时的承载能力，由于单原子空位缺陷造成的特殊应力集中效应会引发纳米管过早发生局部屈曲，单原子缺陷管的屈曲强度反而小于双原子管的屈曲强度.
采用分子动力学方法，对完善和含缺陷扶手椅型单层碳纳米管进行轴向压缩的数值模拟，对比研究三种不同的温度环境下单、双原子空位缺陷对碳纳米管轴压变形性能的特殊影响.研究结果表明管壁缺陷显著降低了纳米管低温时的承载能力，由于单原子空位缺陷造成的特殊应力集中效应会引发纳米管过早发生局部屈曲，单原子缺陷管的屈曲强度反而小于双原子管的屈曲强度.
使用压缩蒸气模型，推导了超临界流体在超临界点附近区间的声速表达式，表达式揭示了声速和密度波动指数、等温压缩系数、定体摩尔热容量等参量的联系.在超临界点附近，二氧化碳流体的声速和密度波动指数呈减函数关系，密度波动指数越大，声速越小，在密度波动指数最小处，声速最大，此时，较小的密度波动会引起较大的声速波动.当压强逐渐增大并接近临界点时，定体热摩尔容量的迅速增大导致声速减小，当压强增大而远离临界点时，定体摩尔热容量的迅速减小导致声速增大.由表达式得到的计算值与由美国国家标准局提供的参考值符合较好.
使用压缩蒸气模型，推导了超临界流体在超临界点附近区间的声速表达式，表达式揭示了声速和密度波动指数、等温压缩系数、定体摩尔热容量等参量的联系.在超临界点附近，二氧化碳流体的声速和密度波动指数呈减函数关系，密度波动指数越大，声速越小，在密度波动指数最小处，声速最大，此时，较小的密度波动会引起较大的声速波动.当压强逐渐增大并接近临界点时，定体热摩尔容量的迅速增大导致声速减小，当压强增大而远离临界点时，定体摩尔热容量的迅速减小导致声速增大.由表达式得到的计算值与由美国国家标准局提供的参考值符合较好.
基于一维分子晶体系统的 Holstein 模型，采用压缩-相干态展开方法，计及电子-声子间量子关联和重整化平移修正，分析和研究电子-双声子相互作用对极化子-孤子系统基态性质和量子涨落的影响.推导了一维极化子-孤子系统的封闭形式非线性方程.应用非线性项展开方法，给出非线性方程的解析解和相关基态特性结果.研究表明，仅当电子-双声子耦合强度 g12n〉和声子坐标-动量的不确定量〈Δ2p〉〈Δ2q〉比无声子压缩效应的大，极化子结合能变得更负.特别是，当g12n〉与〈Δ2p〉〈Δ2q〉的值比单声子情况有明显增加.
基于一维分子晶体系统的 Holstein 模型，采用压缩-相干态展开方法，计及电子-声子间量子关联和重整化平移修正，分析和研究电子-双声子相互作用对极化子-孤子系统基态性质和量子涨落的影响.推导了一维极化子-孤子系统的封闭形式非线性方程.应用非线性项展开方法，给出非线性方程的解析解和相关基态特性结果.研究表明，仅当电子-双声子耦合强度 g12n〉和声子坐标-动量的不确定量〈Δ2p〉〈Δ2q〉比无声子压缩效应的大，极化子结合能变得更负.特别是，当g12n〉与〈Δ2p〉〈Δ2q〉的值比单声子情况有明显增加.
在计算LiH晶体结合能时，将离子间多体关联效应和离子压缩效应当作两个独立的物理机理同时引入晶体能量表达式，未引入可调参数而直接计算电子交换能.结果表明多体交换关联效应对体系的常压和高压特性都具有显著影响.当考虑最邻近和次邻近离子贡献时，等温状态方程的计算结果与实验观测数据在0—90 GPa压力范围相一致.
在计算LiH晶体结合能时，将离子间多体关联效应和离子压缩效应当作两个独立的物理机理同时引入晶体能量表达式，未引入可调参数而直接计算电子交换能.结果表明多体交换关联效应对体系的常压和高压特性都具有显著影响.当考虑最邻近和次邻近离子贡献时，等温状态方程的计算结果与实验观测数据在0—90 GPa压力范围相一致.
用固相反应法制备了Sm0.9Sr0.1AlO3-δ钙钛矿氧化物陶瓷.通过XRD，SEM和交流复阻抗谱以及氧浓差电池方法研究了样品的物相结构、微观形貌、电学性能及输运机理.结果表明，在1650℃烧结时，可以制备出单相的具有四方钙钛矿结构的氧化物Sm0.9Sr0.1AlO3-δ；1650℃烧结16 h时的Sm0.9Sr0.1AlO3-δ样品具有最高的相对密度和电导率，其值分别为96.7%和1.3×10-2S/cm(900℃)，比未掺杂的SmAlO3的电导率大4个数量级左右，高温区电导活化能(T>670℃)小于低温区电导活化能(T0.9Sr0.1AlO3-δ在空气气氛中是一个氧离子和电子空穴的混合导体，氧离子迁移数在0.7左右，并随温度升高逐渐增加，氧离子电导活化能(0.95eV)大于空穴电导活化能(0.84eV)，900℃时氧离子电导率为9.65×10-3S/cm.
用固相反应法制备了Sm0.9Sr0.1AlO3-δ钙钛矿氧化物陶瓷.通过XRD，SEM和交流复阻抗谱以及氧浓差电池方法研究了样品的物相结构、微观形貌、电学性能及输运机理.结果表明，在1650℃烧结时，可以制备出单相的具有四方钙钛矿结构的氧化物Sm0.9Sr0.1AlO3-δ；1650℃烧结16 h时的Sm0.9Sr0.1AlO3-δ样品具有最高的相对密度和电导率，其值分别为96.7%和1.3×10-2S/cm(900℃)，比未掺杂的SmAlO3的电导率大4个数量级左右，高温区电导活化能(T>670℃)小于低温区电导活化能(T0.9Sr0.1AlO3-δ在空气气氛中是一个氧离子和电子空穴的混合导体，氧离子迁移数在0.7左右，并随温度升高逐渐增加，氧离子电导活化能(0.95eV)大于空穴电导活化能(0.84eV)，900℃时氧离子电导率为9.65×10-3S/cm.
采用脉冲激光沉积技术制备了SrTiO3和SrNb0.2Ti0.8O3薄膜.X射线衍射分析表明在LaAlO3(100)单晶平衬底上生长的SrTiO3及SrNb0.2Ti0.8O3薄膜是沿［001］取向的近外延生长.随着氧压在一定范围内逐渐增大，SrTiO3薄膜的晶格参数减小，而SrNb0.2Ti0.8O3薄膜的晶格参数先减小后增大.同时摸索出制备具有二维电子气超晶格(SrTiO3/SrNb0.2Ti0.8O3)L的最佳氧压为1.0×10-2Pa.另外在LaAlO3(100)倾斜衬底上制备的SrNb0.2Ti0.8O3薄膜中观察到激光感生热电电压效应.
采用脉冲激光沉积技术制备了SrTiO3和SrNb0.2Ti0.8O3薄膜.X射线衍射分析表明在LaAlO3(100)单晶平衬底上生长的SrTiO3及SrNb0.2Ti0.8O3薄膜是沿［001］取向的近外延生长.随着氧压在一定范围内逐渐增大，SrTiO3薄膜的晶格参数减小，而SrNb0.2Ti0.8O3薄膜的晶格参数先减小后增大.同时摸索出制备具有二维电子气超晶格(SrTiO3/SrNb0.2Ti0.8O3)L的最佳氧压为1.0×10-2Pa.另外在LaAlO3(100)倾斜衬底上制备的SrNb0.2Ti0.8O3薄膜中观察到激光感生热电电压效应.
采用基于密度泛函理论和局域密度近似的第一性原理赝势方法，计算了纯Al晶界和杂质Sr偏析Al晶界的原子结构和电子结构.结果表明Sr偏析引起了晶界膨胀和晶界处电子密度的大幅度降低,从而导致晶界结合力的减弱.这应为Sr杂质偏析引起的Al晶界脆化的主要根源所在.
采用基于密度泛函理论和局域密度近似的第一性原理赝势方法，计算了纯Al晶界和杂质Sr偏析Al晶界的原子结构和电子结构.结果表明Sr偏析引起了晶界膨胀和晶界处电子密度的大幅度降低,从而导致晶界结合力的减弱.这应为Sr杂质偏析引起的Al晶界脆化的主要根源所在.
在密度泛函理论的基础上，采用平面波赝势方法计算了立方相BaTiO3(001)表面的电子结构.结构优化表明最表层原子都向体内弛豫，且金属原子弛豫幅度最大，同时各层层间距变化呈交错分布.对两种表面结构的总能计算发现TiO2表面稳定性比BaO表面弱，一方面是由于TiO2表面结构中存在O-2p表面态，使价带和导带中电子态向高能区域偏移.另一方面，TO2表面附近Ti—O共价键存在强弱差异，有利于发生表面吸附.而在BaO表面结构中，最表层BaO的存在消除了这种差异，因而其表面稳定性较强.
在密度泛函理论的基础上，采用平面波赝势方法计算了立方相BaTiO3(001)表面的电子结构.结构优化表明最表层原子都向体内弛豫，且金属原子弛豫幅度最大，同时各层层间距变化呈交错分布.对两种表面结构的总能计算发现TiO2表面稳定性比BaO表面弱，一方面是由于TiO2表面结构中存在O-2p表面态，使价带和导带中电子态向高能区域偏移.另一方面，TO2表面附近Ti—O共价键存在强弱差异，有利于发生表面吸附.而在BaO表面结构中，最表层BaO的存在消除了这种差异，因而其表面稳定性较强.
建立了位错塞集引发的裂纹原子集团模型，采用递归法计算了钛的电子结构参量，并研究了氧、氯、钯等元素对钛电子结构的影响.发现氧能降低费米能级附近的态密度，使钛的物理化学活性降低.氧降低钛的原子结合能，与钛原子之间有较大的亲和力，易与钛反应形成氧化膜.Cl在钛中的稳定性及与钛的亲和力均不及氧，很难取代钛表层中的氧，使得钛的氧化膜非常稳定，不会出现过钝化现象.Pd在钛中裂纹处的环境敏感镶嵌能较低，易扩散到裂纹处，且Pd元素使H在裂纹处的环境敏感镶嵌能明显升高，有效减小H向裂纹处的扩散，提高钛的应力腐蚀抵抗力.
建立了位错塞集引发的裂纹原子集团模型，采用递归法计算了钛的电子结构参量，并研究了氧、氯、钯等元素对钛电子结构的影响.发现氧能降低费米能级附近的态密度，使钛的物理化学活性降低.氧降低钛的原子结合能，与钛原子之间有较大的亲和力，易与钛反应形成氧化膜.Cl在钛中的稳定性及与钛的亲和力均不及氧，很难取代钛表层中的氧，使得钛的氧化膜非常稳定，不会出现过钝化现象.Pd在钛中裂纹处的环境敏感镶嵌能较低，易扩散到裂纹处，且Pd元素使H在裂纹处的环境敏感镶嵌能明显升高，有效减小H向裂纹处的扩散，提高钛的应力腐蚀抵抗力.
通过精确求解能量本征方程获得量子环的电子能态，并利用电子的基态和第一激发态构造一个量子比特.对InAs/GaAs量子环的数值计算表明：当环尺寸给定时，量子比特内电子的概率密度分布与坐标位置及时间有关，在环内中心位置处电子出现的概率最大，电子的概率密度随柱坐标内的转角作周期性变化，并且各个空间点处的概率密度均随时间做周期性振荡.
通过精确求解能量本征方程获得量子环的电子能态，并利用电子的基态和第一激发态构造一个量子比特.对InAs/GaAs量子环的数值计算表明：当环尺寸给定时，量子比特内电子的概率密度分布与坐标位置及时间有关，在环内中心位置处电子出现的概率最大，电子的概率密度随柱坐标内的转角作周期性变化，并且各个空间点处的概率密度均随时间做周期性振荡.
利用电弧炉熔炼了Ni50Mn35In15多晶样品，根据磁性测量对其马氏体相变和磁热效应进行了系统研究.结果表明，随着温度的降低，样品在室温附近先后发生了二级磁相变与一级结构相变特征的马氏体相变，导致它的磁化强度产生突变. 同时通过低温下的磁滞回线的测量发现样品存在交换偏置行为，表明低温下马氏体相中铁磁和反铁磁共存. 此外，根据Maxwell方程，计算了样品在马氏体相变温度附近的磁熵变，当温度为309K，磁场改变5 T时，样品的磁熵变可达22.3J/kgK.
利用电弧炉熔炼了Ni50Mn35In15多晶样品，根据磁性测量对其马氏体相变和磁热效应进行了系统研究.结果表明，随着温度的降低，样品在室温附近先后发生了二级磁相变与一级结构相变特征的马氏体相变，导致它的磁化强度产生突变. 同时通过低温下的磁滞回线的测量发现样品存在交换偏置行为，表明低温下马氏体相中铁磁和反铁磁共存. 此外，根据Maxwell方程，计算了样品在马氏体相变温度附近的磁熵变，当温度为309K，磁场改变5 T时，样品的磁熵变可达22.3J/kgK.
利用室温光致发光谱(PL)对CVD法生长的4H-SiC同质外延特性进行研究，发现有绿带发光(GL)特性.用扫描电子显微镜(SEM) 、二次离子质谱(SIMS)和X射线光电子谱(XPS)技术获得了4H-SiC样品纵截面形貌和元素相对含量分布.结果表明，GL与4H-SiC晶体中碳空位(VC)及络合体缺陷相关，VC和缓冲层的扩展缺陷(点缺陷和刃位错等)是GL微观来源.GL的半峰宽(FWHM) 反映了参与复合发光的VC及其络合缺陷能级分散的程度.室温下获得的样品GL强度和光谱波长度可用于分析4H-SiC外延中缺陷分布和晶体质量.
利用室温光致发光谱(PL)对CVD法生长的4H-SiC同质外延特性进行研究，发现有绿带发光(GL)特性.用扫描电子显微镜(SEM) 、二次离子质谱(SIMS)和X射线光电子谱(XPS)技术获得了4H-SiC样品纵截面形貌和元素相对含量分布.结果表明，GL与4H-SiC晶体中碳空位(VC)及络合体缺陷相关，VC和缓冲层的扩展缺陷(点缺陷和刃位错等)是GL微观来源.GL的半峰宽(FWHM) 反映了参与复合发光的VC及其络合缺陷能级分散的程度.室温下获得的样品GL强度和光谱波长度可用于分析4H-SiC外延中缺陷分布和晶体质量.
对应变GaN/AlxGa1-xN异质结系统，考虑理想界面突变势垒，引入简化相干势近似，采用变分法讨论了流体静压力下外界电场对束缚于界面附近的浅杂质态结合能的影响.对GaN为衬底的闪锌矿应变异质结，分别计算了(001)和(111)取向时杂质态的结合能随压力、杂质位置、电场强度以及组分的变化关系.结果表明，杂质态结合能随流体静压力呈近线性变化.电场对杂质态的Stark效应则随杂质位置不同而呈现谱线蓝、红移动.此外，还讨论了在不同压力情况下，Al组分对杂质结合能的影响.当杂质处于GaN材料中且距界面较远时，Al组分的增加使电子的二维特性增强，从而使结合能增大，且压力加剧增幅的增加；当杂质处于AlxGa1-xN材料中，Al组分的增加削弱了杂质与电子间的库仑相互作用，故而结合能降低.
对应变GaN/AlxGa1-xN异质结系统，考虑理想界面突变势垒，引入简化相干势近似，采用变分法讨论了流体静压力下外界电场对束缚于界面附近的浅杂质态结合能的影响.对GaN为衬底的闪锌矿应变异质结，分别计算了(001)和(111)取向时杂质态的结合能随压力、杂质位置、电场强度以及组分的变化关系.结果表明，杂质态结合能随流体静压力呈近线性变化.电场对杂质态的Stark效应则随杂质位置不同而呈现谱线蓝、红移动.此外，还讨论了在不同压力情况下，Al组分对杂质结合能的影响.当杂质处于GaN材料中且距界面较远时，Al组分的增加使电子的二维特性增强，从而使结合能增大，且压力加剧增幅的增加；当杂质处于AlxGa1-xN材料中，Al组分的增加削弱了杂质与电子间的库仑相互作用，故而结合能降低.
采用机械合金化制备了n型(Bi1-xAgx)2(Te1-ySey)3合金粉体，对其进行XRD分析表明Bi，Te，Ag，Se单质粉末，经2h球磨后实现了合金化；SEM分析表明随着机械合金化时间延长粉体颗粒变得均匀、细小，颗粒尺寸在微米至亚微米数量级.采用放电等离子烧结制备了块体样品，研究了合金成分和球磨时间对热电性能的影响.结果表明材料的热电性能与掺杂元素有密切关系，Ag有利于提高功率因子和降低晶格热导率，球磨10h的(Bi0.99Ag0.01)2(Te0.96Se0.04)3合金粉末的烧结块体具有最大的功率因子和最低的晶格热导率，并在323K取得最高ZT值0.52.
采用机械合金化制备了n型(Bi1-xAgx)2(Te1-ySey)3合金粉体，对其进行XRD分析表明Bi，Te，Ag，Se单质粉末，经2h球磨后实现了合金化；SEM分析表明随着机械合金化时间延长粉体颗粒变得均匀、细小，颗粒尺寸在微米至亚微米数量级.采用放电等离子烧结制备了块体样品，研究了合金成分和球磨时间对热电性能的影响.结果表明材料的热电性能与掺杂元素有密切关系，Ag有利于提高功率因子和降低晶格热导率，球磨10h的(Bi0.99Ag0.01)2(Te0.96Se0.04)3合金粉末的烧结块体具有最大的功率因子和最低的晶格热导率，并在323K取得最高ZT值0.52.
利用直流反应溅射方法在p型Si衬底上生长掺Al的n型ZnO薄膜，测量了由n型ZnO薄膜和p型Si衬底组成的异质结在黑暗和光照条件下的I-V特性,结果表明该异质结具有优良的整流特性，而且在光照条件下的反向电流迅速增大并很快趋于饱和.通过测量ZnO薄膜的光电流和异质结的光电压的光谱响应，初步分析了异质结的光电转换机理.测量结果显示，在入射光波长为380nm时光电流强度明显下降，反映出光电流与ZnO薄膜禁带宽度的密切关系；同时还发现，在与ZnO禁带宽度相对应的波长前后所产生的光生电压方向相反.推测这一现象与异质结的能带结构密切相关.
利用直流反应溅射方法在p型Si衬底上生长掺Al的n型ZnO薄膜，测量了由n型ZnO薄膜和p型Si衬底组成的异质结在黑暗和光照条件下的I-V特性,结果表明该异质结具有优良的整流特性，而且在光照条件下的反向电流迅速增大并很快趋于饱和.通过测量ZnO薄膜的光电流和异质结的光电压的光谱响应，初步分析了异质结的光电转换机理.测量结果显示，在入射光波长为380nm时光电流强度明显下降，反映出光电流与ZnO薄膜禁带宽度的密切关系；同时还发现，在与ZnO禁带宽度相对应的波长前后所产生的光生电压方向相反.推测这一现象与异质结的能带结构密切相关.
研究了高k栅介质对肖特基源漏超薄体SOI MOSFET性能的影响.随着栅介质介电常数增大，肖特基源漏(SBSD) SOI MOSFET的开态电流减小，这表明边缘感应势垒降低效应(FIBL)并不是对势垒产生影响的主要机理.源端附近边缘感应势垒屏蔽效应(FIBS)是SBSD SOI MOSFET开态电流减小的主要原因.同时还发现，源漏与栅是否对准，高k栅介质对器件性能的影响也不相同.如果源漏与栅交叠，高k栅介质与硅衬底之间加入过渡层可以有效地抑制FIBS效应.如果源漏偏离栅，采用高k侧墙并结合堆叠栅结构，可以提高驱动电流.分析结果表明，来自栅极的电力线在介电常数不同的材料界面发生两次折射.根据结构参数的不同可以调节电力线的疏密，从而达到改变势垒高度，调节驱动电流的目的.
研究了高k栅介质对肖特基源漏超薄体SOI MOSFET性能的影响.随着栅介质介电常数增大，肖特基源漏(SBSD) SOI MOSFET的开态电流减小，这表明边缘感应势垒降低效应(FIBL)并不是对势垒产生影响的主要机理.源端附近边缘感应势垒屏蔽效应(FIBS)是SBSD SOI MOSFET开态电流减小的主要原因.同时还发现，源漏与栅是否对准，高k栅介质对器件性能的影响也不相同.如果源漏与栅交叠，高k栅介质与硅衬底之间加入过渡层可以有效地抑制FIBS效应.如果源漏偏离栅，采用高k侧墙并结合堆叠栅结构，可以提高驱动电流.分析结果表明，来自栅极的电力线在介电常数不同的材料界面发生两次折射.根据结构参数的不同可以调节电力线的疏密，从而达到改变势垒高度，调节驱动电流的目的.
在等离子体增强化学气相沉积(PECVD)系统中，利用逐层淀积非晶硅(a-Si)和等离子体氧化相结合的方法制备二氧化硅(SiO2)介质层.电容电压(C-V)和电导电压(G-V)测量结果表明：利用该方法在低温(250 ℃)条件下制备的SiO2介质层均匀致密，其固定氧化物电荷和界面态密度分别为9×1011cm-2和2×1011cm-2·eV-1，击穿场强达4.6 MV/cm，与热氧化形成的SiO2介质层的性质相当.将该SiO2介质层作为控制氧化层应用在双势垒纳米硅(nc-Si)浮栅存储结构中，通过调节控制氧化层的厚度，有效阻止栅电极与nc-Si之间的电荷交换，延长存储时间，使存储性能得到明显改善.
在等离子体增强化学气相沉积(PECVD)系统中，利用逐层淀积非晶硅(a-Si)和等离子体氧化相结合的方法制备二氧化硅(SiO2)介质层.电容电压(C-V)和电导电压(G-V)测量结果表明：利用该方法在低温(250 ℃)条件下制备的SiO2介质层均匀致密，其固定氧化物电荷和界面态密度分别为9×1011cm-2和2×1011cm-2·eV-1，击穿场强达4.6 MV/cm，与热氧化形成的SiO2介质层的性质相当.将该SiO2介质层作为控制氧化层应用在双势垒纳米硅(nc-Si)浮栅存储结构中，通过调节控制氧化层的厚度，有效阻止栅电极与nc-Si之间的电荷交换，延长存储时间，使存储性能得到明显改善.
在不同应力条件下，研究了AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管高温退火前后的电流崩塌、栅泄漏电流以及击穿电压的变化.结果表明，AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管通过肖特基高温退火以后，器件的特性得到很大的改善.利用电镜扫描(SEM)和X射线光电子能谱(XPS)对高温退火前、后的肖特基接触界面进行深入分析，发现器件经过高温退火后，Ni和AlGaN层之间介质的去除，并且AlGaN材料表面附近的陷阱减少，使得肖特基有效势垒提高，从而提高器件的电学特性.
在不同应力条件下，研究了AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管高温退火前后的电流崩塌、栅泄漏电流以及击穿电压的变化.结果表明，AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管通过肖特基高温退火以后，器件的特性得到很大的改善.利用电镜扫描(SEM)和X射线光电子能谱(XPS)对高温退火前、后的肖特基接触界面进行深入分析，发现器件经过高温退火后，Ni和AlGaN层之间介质的去除，并且AlGaN材料表面附近的陷阱减少，使得肖特基有效势垒提高，从而提高器件的电学特性.
利用0.15μm标准CMOS工艺制造出了工作电压为30V的双扩散漏端MOS晶体管(double diffused drain MOS, DDDMOS).观察到DDDMOS的衬底电流-栅压曲线(Ib-Vg曲线)有两个峰.通过实验和TCAD模拟揭示了DDDMOS衬底电流的形成机理，发现衬底电流第一个峰的成因与传统MOS器件相同；第二个峰来自于发生在漂移区远离沟道一侧高场区的碰撞离化电流.通过求解泊松方程和电流连续性方程，分析了器件的物理和几何参数对导致衬底电流重新上升的漂移区电场的影响.在分析了DDDMOS衬底电流的第二个峰形成机理的基础上，考察了其对器件的可靠性的影响.
利用0.15μm标准CMOS工艺制造出了工作电压为30V的双扩散漏端MOS晶体管(double diffused drain MOS, DDDMOS).观察到DDDMOS的衬底电流-栅压曲线(Ib-Vg曲线)有两个峰.通过实验和TCAD模拟揭示了DDDMOS衬底电流的形成机理，发现衬底电流第一个峰的成因与传统MOS器件相同；第二个峰来自于发生在漂移区远离沟道一侧高场区的碰撞离化电流.通过求解泊松方程和电流连续性方程，分析了器件的物理和几何参数对导致衬底电流重新上升的漂移区电场的影响.在分析了DDDMOS衬底电流的第二个峰形成机理的基础上，考察了其对器件的可靠性的影响.
随着CMOS器件的不断微缩，硅有源区面积的缩小，工艺导致的机械应力对器件的影响越来越显著，许多工艺步骤会造成有源区应力的累积.应力不仅导致器件性能对版图产生依赖性，而且带来各种可靠性问题，影响芯片的长期使用寿命.在很多情况下，应力相关的问题直接影响芯片制造的良率.在总结各种应力来源的基础上，回顾了到目前为止人们所观察或理解的应力对CMOS器件性能和可靠性的各种影响，提出了分析和解决工业生产中应力相关问题的基本思路.
随着CMOS器件的不断微缩，硅有源区面积的缩小，工艺导致的机械应力对器件的影响越来越显著，许多工艺步骤会造成有源区应力的累积.应力不仅导致器件性能对版图产生依赖性，而且带来各种可靠性问题，影响芯片的长期使用寿命.在很多情况下，应力相关的问题直接影响芯片制造的良率.在总结各种应力来源的基础上，回顾了到目前为止人们所观察或理解的应力对CMOS器件性能和可靠性的各种影响，提出了分析和解决工业生产中应力相关问题的基本思路.
Mg10±δIr19B16δ是具有非中心对称性的超导材料. 通过对两种组分的样品Mg9.3Ir19B16.7和Mg11Ir19B15的比热测量, 得到了这类超导体的超导态和正常态的特征参数：包括转变温度TC, 正常态态密度N(EF), 德拜温度ΘD, 上临界场HC2等. 并由此求出Ginzburg-London相干长度ξGL, 穿透深度λGL, 下临界场HC1和热力学临界场HC. 这些参数因化学组分不同而变化. 高的N(EF)和ΘD对应高的TC, 因此也具有较高的HC2. 另外比热跃变ΔC/γnTC=1.66 和电声子耦合常数λ=0.58不随化学组分变化, 表明此超导体是中等强度耦合的第二类超导体.
Mg10±δIr19B16δ是具有非中心对称性的超导材料. 通过对两种组分的样品Mg9.3Ir19B16.7和Mg11Ir19B15的比热测量, 得到了这类超导体的超导态和正常态的特征参数：包括转变温度TC, 正常态态密度N(EF), 德拜温度ΘD, 上临界场HC2等. 并由此求出Ginzburg-London相干长度ξGL, 穿透深度λGL, 下临界场HC1和热力学临界场HC. 这些参数因化学组分不同而变化. 高的N(EF)和ΘD对应高的TC, 因此也具有较高的HC2. 另外比热跃变ΔC/γnTC=1.66 和电声子耦合常数λ=0.58不随化学组分变化, 表明此超导体是中等强度耦合的第二类超导体.
基于完全对角化方法(complete diagonalization method, CDM), 研究了6S(3d5)态离子在立方对称晶场中的磁相互作用，分析了自旋哈密顿参量(a, g，Δg)的微观起源.研究中除了考虑研究者通常考虑的SO(spin-orbit)磁相互作用外，同时考虑了SS(spin-spin),SOO(spin-other-orbit),OO(orbit-orbit)磁相互作用.研究表明：6S(3d5)态离子在立方对称晶场中的自旋哈密顿参量起源于五种机理，即SO机理，SS机理，SOO机理，OO机理以及SO-SS-SOO-OO联合作用机理.文中研究了五种机理的相对重要性，结果表明：SO机理与SO-SS-SOO-OO联合作用机理在五种机理中最为重要.尽管SS，SOO，OO磁相互作用单独作用时对自旋哈密顿参量的贡献很小，但它们的联合作用SO-SS-SOO-OO机理对自旋哈密顿参量的贡献非常可观.此外研究表明：零场分裂参量a主要来自纯自旋四重态及自旋二重态与自旋四重态联合作用的贡献，而Zeemang(或者Δg)因子主要来自纯自旋四重态的贡献.纯自旋二重态对自旋哈密顿参量a与g(或者Δg)的贡献为零.在我们所选择的晶场区域，发现下列关系始终成立：a>0，a(-|Dq|)a(|Dq|)，g(-Dq)=g(Dq)，a(-Dq,-ξd,B,C)=a(Dq,ξd, B,C)，Δg(-Dq,-ξd, B, C)=Δg(Dq,ξd, B, C).作为本文理论的应用，研究了四种典型的Mn2+掺杂晶体材料，即Mn2+:KZnF3，Mn2+: RbCdF3，Mn2+: MgO，Mn2+: CaO，理论与实验测量符合很好.
基于完全对角化方法(complete diagonalization method, CDM), 研究了6S(3d5)态离子在立方对称晶场中的磁相互作用，分析了自旋哈密顿参量(a, g，Δg)的微观起源.研究中除了考虑研究者通常考虑的SO(spin-orbit)磁相互作用外，同时考虑了SS(spin-spin),SOO(spin-other-orbit),OO(orbit-orbit)磁相互作用.研究表明：6S(3d5)态离子在立方对称晶场中的自旋哈密顿参量起源于五种机理，即SO机理，SS机理，SOO机理，OO机理以及SO-SS-SOO-OO联合作用机理.文中研究了五种机理的相对重要性，结果表明：SO机理与SO-SS-SOO-OO联合作用机理在五种机理中最为重要.尽管SS，SOO，OO磁相互作用单独作用时对自旋哈密顿参量的贡献很小，但它们的联合作用SO-SS-SOO-OO机理对自旋哈密顿参量的贡献非常可观.此外研究表明：零场分裂参量a主要来自纯自旋四重态及自旋二重态与自旋四重态联合作用的贡献，而Zeemang(或者Δg)因子主要来自纯自旋四重态的贡献.纯自旋二重态对自旋哈密顿参量a与g(或者Δg)的贡献为零.在我们所选择的晶场区域，发现下列关系始终成立：a>0，a(-|Dq|)a(|Dq|)，g(-Dq)=g(Dq)，a(-Dq,-ξd,B,C)=a(Dq,ξd, B,C)，Δg(-Dq,-ξd, B, C)=Δg(Dq,ξd, B, C).作为本文理论的应用，研究了四种典型的Mn2+掺杂晶体材料，即Mn2+:KZnF3，Mn2+: RbCdF3，Mn2+: MgO，Mn2+: CaO，理论与实验测量符合很好.
运用Landau-Lifshitz方程，边界处动态磁化强度由有效偶极边界条件约束，研究了无限长金属磁条中自旋波传播的特征，得到了该体系抽运微波磁场的阈值曲线以及色散曲线的解析式，揭示出自旋波激发谱与磁条宽度的具体关系.结果表明，平面约束下磁条的阈值曲线中出现了明显的扭结现象.并且随着磁条宽度的增加，其扭结数近似地呈指数形式增加，而最低扭结处两阈值的跳跃差值几乎呈反比形式变化.
运用Landau-Lifshitz方程，边界处动态磁化强度由有效偶极边界条件约束，研究了无限长金属磁条中自旋波传播的特征，得到了该体系抽运微波磁场的阈值曲线以及色散曲线的解析式，揭示出自旋波激发谱与磁条宽度的具体关系.结果表明，平面约束下磁条的阈值曲线中出现了明显的扭结现象.并且随着磁条宽度的增加，其扭结数近似地呈指数形式增加，而最低扭结处两阈值的跳跃差值几乎呈反比形式变化.
利用电化学沉积方法在同一种富Co2+溶液Co2+/Cu2+=10∶1中，利用不同的沉积电位成功地制备了一系列不同成分(x=0.38—0.87)和复合相结构的CoxCu1-x纳米线阵列.发现随着纳米线中Cu含量的变化，CoxCu1-x纳米线的复相结构随之发生规律的变化，最终导致纳米线的磁性也随之规律的变化.随着纳米线中Cu含量的不断增加，一部分Cu与Co形成面心立方结构(fcc)的CoCu固溶体，减弱了磁晶各向异性与形状各向异性的竞争，从而提高样品的方形度；一部分Cu以fcc结构的Cu单质的形式存在于纳米线中，并随着Cu颗粒大小的不同分别起到破坏磁晶各向异性和钉扎畴壁的作用，从而增加纳米线的方形度和矫顽力.对比不同成分的样品，发现CoxCu1-x纳米线的方形度和矫顽力的最大值分别出现在Co75Cu25和Co60Cu40中，并且由于其特殊的复相结构致使它们的值要好于相同直径的单相结构的结果.
利用电化学沉积方法在同一种富Co2+溶液Co2+/Cu2+=10∶1中，利用不同的沉积电位成功地制备了一系列不同成分(x=0.38—0.87)和复合相结构的CoxCu1-x纳米线阵列.发现随着纳米线中Cu含量的变化，CoxCu1-x纳米线的复相结构随之发生规律的变化，最终导致纳米线的磁性也随之规律的变化.随着纳米线中Cu含量的不断增加，一部分Cu与Co形成面心立方结构(fcc)的CoCu固溶体，减弱了磁晶各向异性与形状各向异性的竞争，从而提高样品的方形度；一部分Cu以fcc结构的Cu单质的形式存在于纳米线中，并随着Cu颗粒大小的不同分别起到破坏磁晶各向异性和钉扎畴壁的作用，从而增加纳米线的方形度和矫顽力.对比不同成分的样品，发现CoxCu1-x纳米线的方形度和矫顽力的最大值分别出现在Co75Cu25和Co60Cu40中，并且由于其特殊的复相结构致使它们的值要好于相同直径的单相结构的结果.
利用磁控溅射仪制备了高Co含量的Ti1-xCoxO2磁性半导体样品，并对样品分别在200℃，300℃和400℃进行退火研究.使用透射电子显微镜(TEM)对退火前后样品的结构进行表征，并用X射线光电子能谱(XPS)对退火前后样品中Co元素的化学状态进行鉴定.结果表明高Co含量的Ti1-xCoxO2磁性半导体处于一种亚稳状态，300℃以上的温度便使其结构与成分发生巨大变化.利用超导量子干涉磁强计(SQUID)测量退火前后样品的磁特性，结果表明样品的磁性有了明显的变化，这源于磁性产生的不同机理.
利用磁控溅射仪制备了高Co含量的Ti1-xCoxO2磁性半导体样品，并对样品分别在200℃，300℃和400℃进行退火研究.使用透射电子显微镜(TEM)对退火前后样品的结构进行表征，并用X射线光电子能谱(XPS)对退火前后样品中Co元素的化学状态进行鉴定.结果表明高Co含量的Ti1-xCoxO2磁性半导体处于一种亚稳状态，300℃以上的温度便使其结构与成分发生巨大变化.利用超导量子干涉磁强计(SQUID)测量退火前后样品的磁特性，结果表明样品的磁性有了明显的变化，这源于磁性产生的不同机理.
采用共沉淀方法制备了名义组分为Zn1-xMnxO(x=0.001，0.005，0.007，0.01)的Mn掺杂的ZnO基稀磁半导体材料，并研究了在大气气氛下经过不同温度退火后样品的结构和磁性的变化.结果表明：样品在600℃的大气条件下退火后, 仍为单一的六方纤锌矿结构的ZnO颗粒材料；当样品经过800℃退火后，Mn掺杂量为0.007，0.01的样品中除了ZnO纤锌矿结构外还观察到ZnMnO3第二相的存在.磁性测量表明，大气条件下600℃退火后的样品，呈现出室温铁磁性；而800℃退火后的样品，其室温铁磁性显著减弱，并表现为明显的顺磁性.结合对样品的光致发光谱的分析，认为合成样品的室温铁磁性是由于Mn离子对ZnO中的Zn离子的替代形成的.
采用共沉淀方法制备了名义组分为Zn1-xMnxO(x=0.001，0.005，0.007，0.01)的Mn掺杂的ZnO基稀磁半导体材料，并研究了在大气气氛下经过不同温度退火后样品的结构和磁性的变化.结果表明：样品在600℃的大气条件下退火后, 仍为单一的六方纤锌矿结构的ZnO颗粒材料；当样品经过800℃退火后，Mn掺杂量为0.007，0.01的样品中除了ZnO纤锌矿结构外还观察到ZnMnO3第二相的存在.磁性测量表明，大气条件下600℃退火后的样品，呈现出室温铁磁性；而800℃退火后的样品，其室温铁磁性显著减弱，并表现为明显的顺磁性.结合对样品的光致发光谱的分析，认为合成样品的室温铁磁性是由于Mn离子对ZnO中的Zn离子的替代形成的.
利用Hamilton原理推导GMM/弹性板/PZT三层层状复合结构的运动方程，在推导中考虑层间胶层的作用，包括其剪切变形和纵向变形产生的效果；应用运动方程，根据层状复合结构的边界条件，推导复合结构的固有频率方程，并结合压磁和压电方程，得到层状复合结构在不同固有频率处的磁电响应.对比磁电响应的频率特性的理论值和实验值，频率误差在9.42%以内，磁电电压转化系数的理论值与实验值符合，并讨论了弹性板的尺寸变化对层状复合结构谐振频率的影响.
利用Hamilton原理推导GMM/弹性板/PZT三层层状复合结构的运动方程，在推导中考虑层间胶层的作用，包括其剪切变形和纵向变形产生的效果；应用运动方程，根据层状复合结构的边界条件，推导复合结构的固有频率方程，并结合压磁和压电方程，得到层状复合结构在不同固有频率处的磁电响应.对比磁电响应的频率特性的理论值和实验值，频率误差在9.42%以内，磁电电压转化系数的理论值与实验值符合，并讨论了弹性板的尺寸变化对层状复合结构谐振频率的影响.
模拟了0.7Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-0.3PbTiO3(PMN-0.3PT)单晶1-3型压电复合材料的性能与单晶体积分数的关系，得出性能最优时压电相的体积分数为64%, 在这一体积分数下，采用切割-填充法，并使用了不同类型的环氧树脂填充制备复合材料.系统地研究了聚合物相对复合材料性能的影响，研究表明，减小聚合物相的刚度系数c和密度ρ有利于提高复合材料的性能，且聚合物相与压电相的结合强度对性能的影响非常明显，制备的PMN-0.3 PT单晶1-3型复合材料的厚度伸缩机电耦合系数kt高达90.1%，压电系数d33大于1000pC/N，机械品质因数Qm为10.39，声阻抗Z也大大降低，性能明显优于传统的Pb(ZrxTi1-x)O3(PZT)陶瓷及其1-3复合材料，在压电换能器和传感器中显示出广阔的前景.
模拟了0.7Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-0.3PbTiO3(PMN-0.3PT)单晶1-3型压电复合材料的性能与单晶体积分数的关系，得出性能最优时压电相的体积分数为64%, 在这一体积分数下，采用切割-填充法，并使用了不同类型的环氧树脂填充制备复合材料.系统地研究了聚合物相对复合材料性能的影响，研究表明，减小聚合物相的刚度系数c和密度ρ有利于提高复合材料的性能，且聚合物相与压电相的结合强度对性能的影响非常明显，制备的PMN-0.3 PT单晶1-3型复合材料的厚度伸缩机电耦合系数kt高达90.1%，压电系数d33大于1000pC/N，机械品质因数Qm为10.39，声阻抗Z也大大降低，性能明显优于传统的Pb(ZrxTi1-x)O3(PZT)陶瓷及其1-3复合材料，在压电换能器和传感器中显示出广阔的前景.
采用量子阱混杂的材料集成技术制备并联分布反馈激光器和Y形波导耦合器集成的新型光电器件.两个并联分布反馈激光器的激射模式在频率上稍有差别，这两束不同频率的激光在Y形波导耦合器拍频产生光学微波信号.分别独立调节注入到两个激光器的电流大小，可以得到从13 GHz到42 GHz连续可调的光学微波信号.
采用量子阱混杂的材料集成技术制备并联分布反馈激光器和Y形波导耦合器集成的新型光电器件.两个并联分布反馈激光器的激射模式在频率上稍有差别，这两束不同频率的激光在Y形波导耦合器拍频产生光学微波信号.分别独立调节注入到两个激光器的电流大小，可以得到从13 GHz到42 GHz连续可调的光学微波信号.
采用基于等离子体物理模型的时域有限差分方法模拟了金属薄膜近场成像特性；采用薄膜传输矩阵方法计算了金属薄膜对倏逝波分量的放大作用.实现了周期为1μm的Cr光栅的成像实验，验证了平板金属薄膜的模拟成像特性.
采用基于等离子体物理模型的时域有限差分方法模拟了金属薄膜近场成像特性；采用薄膜传输矩阵方法计算了金属薄膜对倏逝波分量的放大作用.实现了周期为1μm的Cr光栅的成像实验，验证了平板金属薄膜的模拟成像特性.
研究了p-GaN层厚度对GaN基pin结构紫外探测器性能的影响.模拟计算表明：较厚的p-GaN层会减小器件的量子效率，然而同时也会减小器件的暗电流，较薄的p-GaN层会增加器件的量子效率，但是同时也增加了器件的暗电流.进一步的分析表明，金属和p-GaN之间的结电场是出现这种现象的根本原因.在实际的器件设计中，应该根据实际需要选择p型层的厚度.
研究了p-GaN层厚度对GaN基pin结构紫外探测器性能的影响.模拟计算表明：较厚的p-GaN层会减小器件的量子效率，然而同时也会减小器件的暗电流，较薄的p-GaN层会增加器件的量子效率，但是同时也增加了器件的暗电流.进一步的分析表明，金属和p-GaN之间的结电场是出现这种现象的根本原因.在实际的器件设计中，应该根据实际需要选择p型层的厚度.
采用高温固相法制备了Ca2SiO4:Dy3+发光材料.在365nm紫外光激发下，测得Ca2SiO4:Dy3+材料的发射光谱为一多峰宽谱，主峰分别位于486nm，575nm和665nm处；监测575nm发射峰，测得材料的激发光谱为一多峰宽谱，主峰分别位于331nm，361nm，371nm，397nm，435nm，461nm和478nm处.研究了Dy3+掺杂浓度对Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱及发光强度的影响，结果显示，随Dy3+浓度的增大，黄、蓝发射峰强度比(Y/B)逐渐增大，利用Judd-Ofelt理论解释了其原因；随Dy3+浓度的增大，Ca2SiO4:Dy3+材料发光强度先增大，在Dy3+浓度为4 mol%时到达峰值，而后减小，根据Dexter理论其浓度猝灭机理为电偶极-电偶极相互作用.研究了电荷补偿剂Li+，Na+和K+对Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱的影响，结果显示，不同电荷补偿剂下，随电荷补偿剂掺杂浓度的增大，Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱强度的演化趋势相同，即Ca2SiO4:Dy3+材料发射峰强度先增大后减小，但不同电荷补偿剂下，材料发射峰强度最大处对应的补偿剂浓度不同，对应Li+，Na+和K+时，浓度分别为4mol%，4mol%和3mol%.
采用高温固相法制备了Ca2SiO4:Dy3+发光材料.在365nm紫外光激发下，测得Ca2SiO4:Dy3+材料的发射光谱为一多峰宽谱，主峰分别位于486nm，575nm和665nm处；监测575nm发射峰，测得材料的激发光谱为一多峰宽谱，主峰分别位于331nm，361nm，371nm，397nm，435nm，461nm和478nm处.研究了Dy3+掺杂浓度对Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱及发光强度的影响，结果显示，随Dy3+浓度的增大，黄、蓝发射峰强度比(Y/B)逐渐增大，利用Judd-Ofelt理论解释了其原因；随Dy3+浓度的增大，Ca2SiO4:Dy3+材料发光强度先增大，在Dy3+浓度为4 mol%时到达峰值，而后减小，根据Dexter理论其浓度猝灭机理为电偶极-电偶极相互作用.研究了电荷补偿剂Li+，Na+和K+对Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱的影响，结果显示，不同电荷补偿剂下，随电荷补偿剂掺杂浓度的增大，Ca2SiO4:Dy3+材料发射光谱强度的演化趋势相同，即Ca2SiO4:Dy3+材料发射峰强度先增大后减小，但不同电荷补偿剂下，材料发射峰强度最大处对应的补偿剂浓度不同，对应Li+，Na+和K+时，浓度分别为4mol%，4mol%和3mol%.
以应用于薄膜太阳电池为目的，采用水热法制备了掺杂稀土离子的纳米氟化钇钠上转换荧光材料.研究了稀土离子Yb3+/Er3+单独和共同掺杂对材料的晶体结构和光学性质的影响.制备的Yb3＋/Er3＋共掺材料兼顾了两种稀土离子的光吸收谱，吸收980nm和1530nm附近的红外光，并发出能够被薄膜太阳电池有效吸收利用的红光(653nm)和绿光(520,540nm).优化出较为合适的18％Yb3+，2％Er3+的掺杂比例，获得了具有较好上转换效果的纳米荧光颗粒材料.
以应用于薄膜太阳电池为目的，采用水热法制备了掺杂稀土离子的纳米氟化钇钠上转换荧光材料.研究了稀土离子Yb3+/Er3+单独和共同掺杂对材料的晶体结构和光学性质的影响.制备的Yb3＋/Er3＋共掺材料兼顾了两种稀土离子的光吸收谱，吸收980nm和1530nm附近的红外光，并发出能够被薄膜太阳电池有效吸收利用的红光(653nm)和绿光(520,540nm).优化出较为合适的18％Yb3+，2％Er3+的掺杂比例，获得了具有较好上转换效果的纳米荧光颗粒材料.
基于Tong和Beckermann等提出的耦合流场的相场模型，采用有限差分法对纯金属凝固过程进行二维模拟计算，研究了不同对流速度对金属枝晶生长的影响.结果表明：在有对流情况下，上游及下游枝晶呈现不对称形貌，上游枝晶生长速度明显比下游方向生长速度快.随着对流速度的增大，上游尖端过冷度也增大，枝晶生长也越快.这是由于流体速度越大，对上游枝晶冲刷越强，上游枝晶尖端实际过冷度越大，枝晶生长越迅速.
基于Tong和Beckermann等提出的耦合流场的相场模型，采用有限差分法对纯金属凝固过程进行二维模拟计算，研究了不同对流速度对金属枝晶生长的影响.结果表明：在有对流情况下，上游及下游枝晶呈现不对称形貌，上游枝晶生长速度明显比下游方向生长速度快.随着对流速度的增大，上游尖端过冷度也增大，枝晶生长也越快.这是由于流体速度越大，对上游枝晶冲刷越强，上游枝晶尖端实际过冷度越大，枝晶生长越迅速.
采用掺镧锆锡钛酸铅反铁电陶瓷作为阴极材料，研究了脉冲电压激励下陶瓷的电子发射特性.当激励电压为800V、抽取电压为0V时，得到1.27A/cm2的发射电流密度；当抽取电压增加到4kV时，获得1700A/cm2的发射电流密度.分析了发射电流随抽取电压的变化关系，讨论了反铁电陶瓷强电子发射的内在机理.结果表明：掺镧锆锡钛酸铅反铁电陶瓷能够在较低的激励电压(400V)下实现电子发射，发射电流远大于按照Child-Langmuir定律计算出的电流，三接点附近局域反铁电—铁电相变产生初始电子发射，初始电子电离中性粒子形成等离子体，增强了电子发射.
采用掺镧锆锡钛酸铅反铁电陶瓷作为阴极材料，研究了脉冲电压激励下陶瓷的电子发射特性.当激励电压为800V、抽取电压为0V时，得到1.27A/cm2的发射电流密度；当抽取电压增加到4kV时，获得1700A/cm2的发射电流密度.分析了发射电流随抽取电压的变化关系，讨论了反铁电陶瓷强电子发射的内在机理.结果表明：掺镧锆锡钛酸铅反铁电陶瓷能够在较低的激励电压(400V)下实现电子发射，发射电流远大于按照Child-Langmuir定律计算出的电流，三接点附近局域反铁电—铁电相变产生初始电子发射，初始电子电离中性粒子形成等离子体，增强了电子发射.
将单根多壁碳纳米管(multi-walled carbon nanotube，MWCNT)组装在W针尖上并送入超高真空场发射/场离子显微镜(Ultrahigh Vacuum Field-emission/Field-Ion microscope，UHV-FEM/FIM)进行场蒸发及场发射研究.结果表明，场蒸发可以降低MWCNT的逸出功，从而增强其场发射能力.估算MWCNT的蒸发场低于1.3×108V·cm-1，且在此场强下的平均蒸发速率为9.4nm·min-1.定性讨论了MWCNT的蒸发场大大低于C的理论值的原因.首先，通过场解吸获得的清洁端口上有较多悬挂键，平均每个C原子的配位数较小，所以升华热较低.其次，可能存在于MWCNT中的H原子会在强场下碰撞端口的C原子，使其更易蒸发.以上结果显示了利用场蒸发剪短碳纳米管从而改善其场发射特性的可行性.
将单根多壁碳纳米管(multi-walled carbon nanotube，MWCNT)组装在W针尖上并送入超高真空场发射/场离子显微镜(Ultrahigh Vacuum Field-emission/Field-Ion microscope，UHV-FEM/FIM)进行场蒸发及场发射研究.结果表明，场蒸发可以降低MWCNT的逸出功，从而增强其场发射能力.估算MWCNT的蒸发场低于1.3×108V·cm-1，且在此场强下的平均蒸发速率为9.4nm·min-1.定性讨论了MWCNT的蒸发场大大低于C的理论值的原因.首先，通过场解吸获得的清洁端口上有较多悬挂键，平均每个C原子的配位数较小，所以升华热较低.其次，可能存在于MWCNT中的H原子会在强场下碰撞端口的C原子，使其更易蒸发.以上结果显示了利用场蒸发剪短碳纳米管从而改善其场发射特性的可行性.
利用介质阻挡放电等离子体化学气相沉积技术，在蒸镀有25nm Ni催化剂层的Si基片上，以CH4和H2作为反应气体，在973K下制备了碳纳米管，并研究了微量水的引入对碳纳米管形貌的影响.场发射扫描电子显微镜结果表明，不加水时，制备出的碳纳米管直径不均匀，分布在40—90nm之间，呈链节状的结构；加入少量水时，制备出的碳纳米管直径比较均匀，集中在70nm左右，表面为瘤状结构；当水的流量进一步增加时，得到的碳纳米管表面光滑，出现了枝状结构.原位测量了加水前后等离子体区的发射光谱，分析了微量水的引入对于碳纳米管形貌变化的影响机理.
利用介质阻挡放电等离子体化学气相沉积技术，在蒸镀有25nm Ni催化剂层的Si基片上，以CH4和H2作为反应气体，在973K下制备了碳纳米管，并研究了微量水的引入对碳纳米管形貌的影响.场发射扫描电子显微镜结果表明，不加水时，制备出的碳纳米管直径不均匀，分布在40—90nm之间，呈链节状的结构；加入少量水时，制备出的碳纳米管直径比较均匀，集中在70nm左右，表面为瘤状结构；当水的流量进一步增加时，得到的碳纳米管表面光滑，出现了枝状结构.原位测量了加水前后等离子体区的发射光谱，分析了微量水的引入对于碳纳米管形貌变化的影响机理.
采用溶胶-凝胶法合成了半导体PbS量子点掺杂的Na2O-B2O3-SiO2玻璃，研究了不同热处理工艺对玻璃结构的影响，利用多种表征手段研究了量子点掺杂玻璃中的微晶结构及其光学性能.孔径分析结果表明随着热处理温度的升高玻璃内部孔径不断减小，最终孔结构几乎完全消失；红外光谱分析表明玻璃网络结构在较低温度下己经形成，随温度的升高不断密实化； X射线光电子能谱证明了玻璃中存在PbS，高分辨透射电镜表征了玻璃基质中掺杂的微晶结构是PbS，统计计算表明，玻璃中微晶的平均粒径尺寸为3.5nm；吸收光谱分析发现，微晶掺杂玻璃的吸收边界较PbS的块体材料发生了明显的蓝移，产生了量子尺寸效应；通过Z扫描技术测得其非线性折射率γ为-2.03×10-14cm2/GW.
采用溶胶-凝胶法合成了半导体PbS量子点掺杂的Na2O-B2O3-SiO2玻璃，研究了不同热处理工艺对玻璃结构的影响，利用多种表征手段研究了量子点掺杂玻璃中的微晶结构及其光学性能.孔径分析结果表明随着热处理温度的升高玻璃内部孔径不断减小，最终孔结构几乎完全消失；红外光谱分析表明玻璃网络结构在较低温度下己经形成，随温度的升高不断密实化； X射线光电子能谱证明了玻璃中存在PbS，高分辨透射电镜表征了玻璃基质中掺杂的微晶结构是PbS，统计计算表明，玻璃中微晶的平均粒径尺寸为3.5nm；吸收光谱分析发现，微晶掺杂玻璃的吸收边界较PbS的块体材料发生了明显的蓝移，产生了量子尺寸效应；通过Z扫描技术测得其非线性折射率γ为-2.03×10-14cm2/GW.
讨论了PIC-MCC方法的基本原理以及在UNIPIC软件中的编程实现，并用该软件模拟了充填不同种类气体在不同气压下相对论返波管的气体电离过程，讨论了所产生的等离子体对电子束的传输以及波束相互作用的影响.给出了返波管输出功率、频率和起振时间随气体种类和气压等参数的变化情况.模拟结果表明，电离产生的阳离子是返波管性能改善的原因，而腔内滞留的低能电子是破坏返波管振荡而引起脉宽缩短的重要因素.
讨论了PIC-MCC方法的基本原理以及在UNIPIC软件中的编程实现，并用该软件模拟了充填不同种类气体在不同气压下相对论返波管的气体电离过程，讨论了所产生的等离子体对电子束的传输以及波束相互作用的影响.给出了返波管输出功率、频率和起振时间随气体种类和气压等参数的变化情况.模拟结果表明，电离产生的阳离子是返波管性能改善的原因，而腔内滞留的低能电子是破坏返波管振荡而引起脉宽缩短的重要因素.
报道了一种利用长焦区聚焦超声换能器检测光声信号的扫描光声乳腺成像系统.通过增加聚焦换能器焦区的长度，该技术可以快速实现对大块组织(如乳腺)的光声成像.测试结果表明，该实验系统能够对大块模拟样品中吸收体的位置、尺寸以及光能量吸收情况实现较为准确的成像.另外，实验中，该系统还可便捷地与传统的超声技术相结合，从而实现多模式复合的乳腺癌诊断.初步结果显示了该技术路线在乳腺癌早期诊断应用上的前景.
报道了一种利用长焦区聚焦超声换能器检测光声信号的扫描光声乳腺成像系统.通过增加聚焦换能器焦区的长度，该技术可以快速实现对大块组织(如乳腺)的光声成像.测试结果表明，该实验系统能够对大块模拟样品中吸收体的位置、尺寸以及光能量吸收情况实现较为准确的成像.另外，实验中，该系统还可便捷地与传统的超声技术相结合，从而实现多模式复合的乳腺癌诊断.初步结果显示了该技术路线在乳腺癌早期诊断应用上的前景.
利用中国气象局国家气候中心740站点1960—2000年日降水观测资料，研究日降水幂律尾指数随时间的演变特征，结果表明中国华北、东北和西北地区0—7mm日降水幂律尾指数在1979—1980年之间发生突变，由此推测中国北方地区的大尺度气候背景在上世纪70年代末80年代初曾出现较大变化.该突变与厄尔尼诺和南方涛动(ENSO)综合指数联系紧密，可能是造成北方干旱化的重要原因之一.进一步分析表明，0—29mm日降水过程平稳性较好，30mm以上日降水过程平稳性相对较差，使得长期的暴雨预测面临严峻的挑战.
利用中国气象局国家气候中心740站点1960—2000年日降水观测资料，研究日降水幂律尾指数随时间的演变特征，结果表明中国华北、东北和西北地区0—7mm日降水幂律尾指数在1979—1980年之间发生突变，由此推测中国北方地区的大尺度气候背景在上世纪70年代末80年代初曾出现较大变化.该突变与厄尔尼诺和南方涛动(ENSO)综合指数联系紧密，可能是造成北方干旱化的重要原因之一.进一步分析表明，0—29mm日降水过程平稳性较好，30mm以上日降水过程平稳性相对较差，使得长期的暴雨预测面临严峻的挑战.
利用中国194个站点1957—2001年的逐日温度观测资料和月平均温度资料，分别采用中值和均值两种极端事件检测方法，检测并比较了中国极端高温事件和极端低温事件的变化趋势和空间分布特征.检测表明，年均极端高温的次数在近50年中趋于上升，而年均极端低温的次数有所减少，这与目前观测结果一致，符合全球变暖的特点.在空间分布上，除西南地区部分站点外，近50年中国大部分地区极端低温事件的年均发生次数趋于减少，而极端高温事件发生频率的变化则呈现出东南沿海地区减少、西北内陆地区增加的分布特点.
利用中国194个站点1957—2001年的逐日温度观测资料和月平均温度资料，分别采用中值和均值两种极端事件检测方法，检测并比较了中国极端高温事件和极端低温事件的变化趋势和空间分布特征.检测表明，年均极端高温的次数在近50年中趋于上升，而年均极端低温的次数有所减少，这与目前观测结果一致，符合全球变暖的特点.在空间分布上，除西南地区部分站点外，近50年中国大部分地区极端低温事件的年均发生次数趋于减少，而极端高温事件发生频率的变化则呈现出东南沿海地区减少、西北内陆地区增加的分布特点.