本文从有源麦克斯韦方程组出发, 系统地推导了螺旋波纹波导的色散方程及非线性注波互作用理论, 数值计算结果与已有的实验报道基本相符.在此基础上,设计了W波段螺旋波纹回旋行波管, 工作电压80 kV, 工作电流5 A, 中心频率95 GHz, 3 dB带宽约4.5%, 饱和增益52 dB, 最大输出功率142 kW, 电子效率达20%-35%.最后,本文计算了电流, 电压及输入功率的改变对W波段螺旋波纹波导回旋行波管输出性能的影响.
本文从有源麦克斯韦方程组出发, 系统地推导了螺旋波纹波导的色散方程及非线性注波互作用理论, 数值计算结果与已有的实验报道基本相符.在此基础上,设计了W波段螺旋波纹回旋行波管, 工作电压80 kV, 工作电流5 A, 中心频率95 GHz, 3 dB带宽约4.5%, 饱和增益52 dB, 最大输出功率142 kW, 电子效率达20%-35%.最后,本文计算了电流, 电压及输入功率的改变对W波段螺旋波纹波导回旋行波管输出性能的影响.
实验研究了Bell不等式、Mermin不等式和Svetlichny不等式在GHZ态中对定域实在论结果的破坏. 采用目标态密度矩阵的方法给出了实验制备的GHZ态的保真度, 得到了三个不等式在GHZ态中的测量值. 实验结果表明, 三个Bell型不等式在同一个状态下对定域实在论结果破坏程度不同, 在量子密钥分配中可以选择合适的非定域性描述方式考察所用信道的安全性.
实验研究了Bell不等式、Mermin不等式和Svetlichny不等式在GHZ态中对定域实在论结果的破坏. 采用目标态密度矩阵的方法给出了实验制备的GHZ态的保真度, 得到了三个不等式在GHZ态中的测量值. 实验结果表明, 三个Bell型不等式在同一个状态下对定域实在论结果破坏程度不同, 在量子密钥分配中可以选择合适的非定域性描述方式考察所用信道的安全性.
通过求解系统的Milburn方程,研究了内禀退相干下两比特海森伯XY模型中的热纠缠性质. 讨论了非均匀磁场、系统初始纠缠度、 两比特的相对相位对系统热纠缠的调控作用.结果表明:在系统一定的初始条件下, 磁场的引入能够大大提高两比特间的热纠缠 程度;在固有退相干存在的情况下,系统热纠缠强烈依赖于两个自旋比特的初始态, 通过控制两自旋比特的相对相位和振幅,可以 获得系统的稳定热纠缠.结果还表明:在没有外界磁场时,发现Bell正交态是系统的暗态, 它的热纠缠度在演化过程中不受系 统内禀退相干的影响.
通过求解系统的Milburn方程,研究了内禀退相干下两比特海森伯XY模型中的热纠缠性质. 讨论了非均匀磁场、系统初始纠缠度、 两比特的相对相位对系统热纠缠的调控作用.结果表明:在系统一定的初始条件下, 磁场的引入能够大大提高两比特间的热纠缠 程度;在固有退相干存在的情况下,系统热纠缠强烈依赖于两个自旋比特的初始态, 通过控制两自旋比特的相对相位和振幅,可以 获得系统的稳定热纠缠.结果还表明:在没有外界磁场时,发现Bell正交态是系统的暗态, 它的热纠缠度在演化过程中不受系 统内禀退相干的影响.
给出了广播与组播的物理原理.当Alice需要发送信息时, 就向与自己相连的交换机发送一连接请求信号,交换机收到连接请求信号后 通过检测目的地址判断是点到点的通信还是组播与广播;若目的地址是A类、 B类或C类地址,则进行点到点的通信操作;若目的地址是D类地址或是有特殊意义的地址(本地网络/指定网络广播), 则启动量子信息的广播与组播操作.广播与组播时的保真度随受话终端数的增加而减小,其极限为2/3.
给出了广播与组播的物理原理.当Alice需要发送信息时, 就向与自己相连的交换机发送一连接请求信号,交换机收到连接请求信号后 通过检测目的地址判断是点到点的通信还是组播与广播;若目的地址是A类、 B类或C类地址,则进行点到点的通信操作;若目的地址是D类地址或是有特殊意义的地址(本地网络/指定网络广播), 则启动量子信息的广播与组播操作.广播与组播时的保真度随受话终端数的增加而减小,其极限为2/3.
现代可编程约瑟夫森电压基准的核心器件是约瑟夫森结阵.目前最具有优势的约瑟夫森结阵是 Nb/NbxSi1-x/Nb材料的结阵. Nb/NbxSi1-x/Nb材料的约瑟夫森结 具有三层薄膜的制作过程简便, Nb和NbxSi1-x刻蚀工艺相同以及NbxSi1-x 势垒层成分可调等优点.中国计量科学研究院设计制作了Nb/NbxSi1-x/Nb约瑟夫森单结. 通过在4.2 K低温下对所做单结进行直流电流-电压特性测量,观测到了清晰的超导隧穿电流和 从零电压态向电压态的跳变,最后就测量结果进行了分析讨论.此项工作属于国内首个开展 Nb/NbxSi1-x/Nb材料约瑟夫森单结研究的工作.
现代可编程约瑟夫森电压基准的核心器件是约瑟夫森结阵.目前最具有优势的约瑟夫森结阵是 Nb/NbxSi1-x/Nb材料的结阵. Nb/NbxSi1-x/Nb材料的约瑟夫森结 具有三层薄膜的制作过程简便, Nb和NbxSi1-x刻蚀工艺相同以及NbxSi1-x 势垒层成分可调等优点.中国计量科学研究院设计制作了Nb/NbxSi1-x/Nb约瑟夫森单结. 通过在4.2 K低温下对所做单结进行直流电流-电压特性测量,观测到了清晰的超导隧穿电流和 从零电压态向电压态的跳变,最后就测量结果进行了分析讨论.此项工作属于国内首个开展 Nb/NbxSi1-x/Nb材料约瑟夫森单结研究的工作.
以时序t为自变量,可给出自由质点空间测地线的参数方程组{Xi(t)},借助于仿射参量R(t)变换实现测地线微分方程的齐次化, 推导出仿射参量R满足的一阶微分方程、获得以有理数Cu为标志的序列解析解R.基于R定义平直四维坐标系{t,r,θ,φ}的空间距离单位,建立自由质点测地线仿射参量时空坐标系{t,ξ,θ,φ}.研究{t,ξ,θ,φ}中狭义相对论时空间隔模型度规张量g的对角化过程, 发现与对角化度规对应的特征量t1(t,ξ), τ1(τ,ξ),tt(t,τ,ξ),ττ1(t,τ,ξ); 从而推出时空坐标系{t,ξ,θ,φ}维数小于4.
以时序t为自变量,可给出自由质点空间测地线的参数方程组{Xi(t)},借助于仿射参量R(t)变换实现测地线微分方程的齐次化, 推导出仿射参量R满足的一阶微分方程、获得以有理数Cu为标志的序列解析解R.基于R定义平直四维坐标系{t,r,θ,φ}的空间距离单位,建立自由质点测地线仿射参量时空坐标系{t,ξ,θ,φ}.研究{t,ξ,θ,φ}中狭义相对论时空间隔模型度规张量g的对角化过程, 发现与对角化度规对应的特征量t1(t,ξ), τ1(τ,ξ),tt(t,τ,ξ),ττ1(t,τ,ξ); 从而推出时空坐标系{t,ξ,θ,φ}维数小于4.
通过将广义Langevin方程中的系统内噪声建模为分数阶高斯噪声,推导出分数阶Langevin方程, 其分数阶导数项阶数由系统内噪声的Hurst指数所确定.讨论了处于强噪声环境下的线性过阻尼分数阶 Langevin方程在周期信号激励下的共振行为,利用Shapiro-Loginov公式和Laplace变换, 推导了系统响应的一、二阶稳态矩和稳态响应振幅、方差的解析表达式.分析表明,适当参数下, 系统稳态响应振幅和方差随噪声的某些特征参数、周期激励信号的频率及系统部分参数的变化出现了 广义的随机共振现象.
通过将广义Langevin方程中的系统内噪声建模为分数阶高斯噪声,推导出分数阶Langevin方程, 其分数阶导数项阶数由系统内噪声的Hurst指数所确定.讨论了处于强噪声环境下的线性过阻尼分数阶 Langevin方程在周期信号激励下的共振行为,利用Shapiro-Loginov公式和Laplace变换, 推导了系统响应的一、二阶稳态矩和稳态响应振幅、方差的解析表达式.分析表明,适当参数下, 系统稳态响应振幅和方差随噪声的某些特征参数、周期激励信号的频率及系统部分参数的变化出现了 广义的随机共振现象.
超阈值随机共振可用来解释一些生物现象.本文对一类非线性多阈值神经网络模型的超阈值 随机共振现象进行了探讨. 首先推导出了系统输出互信息的表达式, 然后分析了系统参数及噪声对互信息量的影响.通过数值计算发现,在阈值系统的信息传递过程中, 根据乘性噪声和加性噪声对系统信息传递影响的不同, 对系统的阈值进行恰当选取是至关重要的. 此外, 还发现系统的阈值单元数目越多, 超阈值随机共振现象就越容易出现.
超阈值随机共振可用来解释一些生物现象.本文对一类非线性多阈值神经网络模型的超阈值 随机共振现象进行了探讨. 首先推导出了系统输出互信息的表达式, 然后分析了系统参数及噪声对互信息量的影响.通过数值计算发现,在阈值系统的信息传递过程中, 根据乘性噪声和加性噪声对系统信息传递影响的不同, 对系统的阈值进行恰当选取是至关重要的. 此外, 还发现系统的阈值单元数目越多, 超阈值随机共振现象就越容易出现.
从磁镊实验和模拟角度研究了处于谐振势阱中的布朗运动. 利用实验和模拟的结果验证了理论.然后通过理论与实验的对照, 对磁镊实验中DNA分子的持久长度大小对小球位移分布的影响, 以及磁镊实验中的测力误差作了相关分析.分析指出:持久长度的变化对沿 DNA链方向上的布朗运动影响更大;小的外力作用下力的测量会出现较大误差.
从磁镊实验和模拟角度研究了处于谐振势阱中的布朗运动. 利用实验和模拟的结果验证了理论.然后通过理论与实验的对照, 对磁镊实验中DNA分子的持久长度大小对小球位移分布的影响, 以及磁镊实验中的测力误差作了相关分析.分析指出:持久长度的变化对沿 DNA链方向上的布朗运动影响更大;小的外力作用下力的测量会出现较大误差.
针对传统功率谱在频率概念上的局限性及傅氏变换的固有缺陷, 提出一种新的广义局部频率概念,在自适应峰值分解方法的基础上, 研究周期激励下Duffing系统随阻尼参数r变化的频域动力学特征,发现了频率分岔现象, 并且不同参数r下的混沌时间序列在中心频率附近出现连续频段, 其形状具有相似性.通过厄米解调分析,总结出混沌时间序列具有频率调制特性和频率调制的相似性. 上述研究表明:提出的基于自适应峰值分解的广义局部频率方法, 能够有效提取Duffing系统的频域特征,为观察非线性系统混沌状态下频率连续分布规律提供一种新方法.
针对传统功率谱在频率概念上的局限性及傅氏变换的固有缺陷, 提出一种新的广义局部频率概念,在自适应峰值分解方法的基础上, 研究周期激励下Duffing系统随阻尼参数r变化的频域动力学特征,发现了频率分岔现象, 并且不同参数r下的混沌时间序列在中心频率附近出现连续频段, 其形状具有相似性.通过厄米解调分析,总结出混沌时间序列具有频率调制特性和频率调制的相似性. 上述研究表明:提出的基于自适应峰值分解的广义局部频率方法, 能够有效提取Duffing系统的频域特征,为观察非线性系统混沌状态下频率连续分布规律提供一种新方法.
本文研究时标上正弦动力学方程的平衡点稳定性和分岔现象. 研究表明随时标参数的变化,正弦动力学方程展现出完全不同的解, 会产生n倍周期分岔和平衡点分裂等特有现象.同时,不增加系统参数, 仅改变时标的复杂性就能扩展动力学方程处于混沌状态的参数空间, 这为时标上动力学方程在混沌加密和雷达波形设计等领域的应用提供了潜在的优势.
本文研究时标上正弦动力学方程的平衡点稳定性和分岔现象. 研究表明随时标参数的变化,正弦动力学方程展现出完全不同的解, 会产生n倍周期分岔和平衡点分裂等特有现象.同时,不增加系统参数, 仅改变时标的复杂性就能扩展动力学方程处于混沌状态的参数空间, 这为时标上动力学方程在混沌加密和雷达波形设计等领域的应用提供了潜在的优势.
以SEPIC变换器中前置电感电流为控制对象,建立了SEPIC变换器断续电流模式下的离散时间模型, 并分析了不动点的稳定性.通过相轨图、功率谱图以及分岔图, 发现电路中存在一种特殊的倍周期分岔现象——电路的运行状态经历了1倍周期、 2倍周期、4倍周期再到2倍周期、4倍周期,最终进入混沌状态.实验结果与仿真结果相一致, 证实了SEPIC变换器在断续电流模式下存在这种倍周期分岔现象.
以SEPIC变换器中前置电感电流为控制对象,建立了SEPIC变换器断续电流模式下的离散时间模型, 并分析了不动点的稳定性.通过相轨图、功率谱图以及分岔图, 发现电路中存在一种特殊的倍周期分岔现象——电路的运行状态经历了1倍周期、 2倍周期、4倍周期再到2倍周期、4倍周期,最终进入混沌状态.实验结果与仿真结果相一致, 证实了SEPIC变换器在断续电流模式下存在这种倍周期分岔现象.
为了研究非线性发展方程的有界衰减振荡解,特选取Fisher方程为例. Fisher方程在描述激发介质的非数值模型(如Belousov-Zhabotinsky (BZ)反应)中, 其解的振幅取负值是有意义的.应用平面动力系统理论,研究了Fisher方程有界行波解存在的条件, 利用LS解法和线性化解法给出了其有界衰减振荡解的近似解析表达式,并进行了误差估计.
为了研究非线性发展方程的有界衰减振荡解,特选取Fisher方程为例. Fisher方程在描述激发介质的非数值模型(如Belousov-Zhabotinsky (BZ)反应)中, 其解的振幅取负值是有意义的.应用平面动力系统理论,研究了Fisher方程有界行波解存在的条件, 利用LS解法和线性化解法给出了其有界衰减振荡解的近似解析表达式,并进行了误差估计.
为了有效地估计非线性映射中的参数,本文采用一种容积准则近似该映射的加权积分函数. 基于由状态空间模型建模的参数,提出了一种新的参数估计方法. 混沌信号的盲分离是一种具有挑战性的参数估计问题.将新的参数估计方法应用在该问题上, 实现混沌信号的有效重构.仿真结果表明该算法具有较快的收敛速度和较高的数值精度, 并能有效地分离原始混沌信号.
为了有效地估计非线性映射中的参数,本文采用一种容积准则近似该映射的加权积分函数. 基于由状态空间模型建模的参数,提出了一种新的参数估计方法. 混沌信号的盲分离是一种具有挑战性的参数估计问题.将新的参数估计方法应用在该问题上, 实现混沌信号的有效重构.仿真结果表明该算法具有较快的收敛速度和较高的数值精度, 并能有效地分离原始混沌信号.
随机种群动力学模型是研究种群间以及种群与不确定性环境间相互作用的动力学行为的数学模型. 本文从概率密度以及信息熵流、熵产生的演化角度探讨了两种群生态系统的Itô (或Statonovich)意义下随机模型的动力学行为.利用Fokker-Planck方程及其边界条件 和信息熵定义导出信息熵流(平均散度)和熵产生的关系式,并通过数值路径积分法捕 捉到熵流的非线性变化趋势以及信息熵的极值点位置与概率密度的快速迁移和分岔的联系. 应用数值路径积分法计算结果表明Itô (或Statonovich)意义下两种随机模型的概率密度 和信息熵的极值点位置不同但演化趋势一致.
随机种群动力学模型是研究种群间以及种群与不确定性环境间相互作用的动力学行为的数学模型. 本文从概率密度以及信息熵流、熵产生的演化角度探讨了两种群生态系统的Itô (或Statonovich)意义下随机模型的动力学行为.利用Fokker-Planck方程及其边界条件 和信息熵定义导出信息熵流(平均散度)和熵产生的关系式,并通过数值路径积分法捕 捉到熵流的非线性变化趋势以及信息熵的极值点位置与概率密度的快速迁移和分岔的联系. 应用数值路径积分法计算结果表明Itô (或Statonovich)意义下两种随机模型的概率密度 和信息熵的极值点位置不同但演化趋势一致.
本文利用动力学变换方法和庞加莱截面方法对两种连续混沌动力学系统进行不稳定周期轨道探测研究, 并对Lorenz系统进行了替代数据法检验.结果表明:基于庞加莱截面的动力学变换改进算法 可有效探测连续混沌动力学系统中的不稳定周期轨道.
本文利用动力学变换方法和庞加莱截面方法对两种连续混沌动力学系统进行不稳定周期轨道探测研究, 并对Lorenz系统进行了替代数据法检验.结果表明:基于庞加莱截面的动力学变换改进算法 可有效探测连续混沌动力学系统中的不稳定周期轨道.
在非线性误差增长理论框架下研究了混沌系统平均初始误差增长饱和特性 以及误差饱和值同系统可预报期限的关系.首先探索了Lorenz96系统中平均相对初始误差增长饱和规律, 发现平均相对初始误差增长饱和值同初始误差的自然对数存在简单的线性关系: 其二者自然对数之和为一常量,且该常量同初始误差无关.实验表明该结论对其他混沌系统也适用. 因此对给定混沌系统,在计算出和常数后可以外推得到任意固定初始误差的平均相对误差增长饱和值. 为进一步研究误差饱和值同可预报期限的关系,给出了平均绝对误差增长的定义. 理论分析表明混沌系统平均绝对误差增长也会达到饱和.其饱和值为常量, 与初始误差无关,混沌系统控制参数确定,饱和值就固定.依据上述研究, 最后给出一个定量计算可预报期限的模型Tp=1/∧ln(Es/δ0)+c, Es为绝对误差增长饱和值.实验研究表明对于复杂的高阶混沌系统,该预报期限模型都能较好地适用.
在非线性误差增长理论框架下研究了混沌系统平均初始误差增长饱和特性 以及误差饱和值同系统可预报期限的关系.首先探索了Lorenz96系统中平均相对初始误差增长饱和规律, 发现平均相对初始误差增长饱和值同初始误差的自然对数存在简单的线性关系: 其二者自然对数之和为一常量,且该常量同初始误差无关.实验表明该结论对其他混沌系统也适用. 因此对给定混沌系统,在计算出和常数后可以外推得到任意固定初始误差的平均相对误差增长饱和值. 为进一步研究误差饱和值同可预报期限的关系,给出了平均绝对误差增长的定义. 理论分析表明混沌系统平均绝对误差增长也会达到饱和.其饱和值为常量, 与初始误差无关,混沌系统控制参数确定,饱和值就固定.依据上述研究, 最后给出一个定量计算可预报期限的模型Tp=1/∧ln(Es/δ0)+c, Es为绝对误差增长饱和值.实验研究表明对于复杂的高阶混沌系统,该预报期限模型都能较好地适用.
复杂网络控制反映了人类对复杂系统的认识深度和改造能力. 最新研究成果基于线性系统控制理论建立了复杂网络可控性的理论架构, 能够发现任意拓扑结构的线性时不变复杂网络中控制全部节点状态的最小驱动节点集, 但是该模型未考虑免疫节点或失效节点对控制信号传播的阻断.在继承该模型优点的前提下, 重新构建了基于传播免疫的复杂网络控制模型.在采用分属于随机免疫和目标免疫两种策略的 4个方法确定免疫节点的情况下,分析14个真实网络的可控性.结果表明:如果将网络中度数、 介数和紧密度指标较高的节点作为免疫节点,将极大地提高控制复杂网络的难度. 从而在一定程度上丰富了以往模型的结论.
复杂网络控制反映了人类对复杂系统的认识深度和改造能力. 最新研究成果基于线性系统控制理论建立了复杂网络可控性的理论架构, 能够发现任意拓扑结构的线性时不变复杂网络中控制全部节点状态的最小驱动节点集, 但是该模型未考虑免疫节点或失效节点对控制信号传播的阻断.在继承该模型优点的前提下, 重新构建了基于传播免疫的复杂网络控制模型.在采用分属于随机免疫和目标免疫两种策略的 4个方法确定免疫节点的情况下,分析14个真实网络的可控性.结果表明:如果将网络中度数、 介数和紧密度指标较高的节点作为免疫节点,将极大地提高控制复杂网络的难度. 从而在一定程度上丰富了以往模型的结论.
针对真实网络中权值与端点度的相关特性,提出了一种与始点和终点的度 都相关的非对称加权方式.在不同的网络结构下研究加权方式对同步能力的影响. 研究发现网络异质性越强时,通过调节网络权值改变网络同步能力的效果越显著, 而网络越匀质时,调节权值的方式改变网络同步能力的效果越不明显. 仿真实验显示无论在小世界网络还是无标度网络中,网络都是在节点的输入强度为1处获得最优的同步能力.
针对真实网络中权值与端点度的相关特性,提出了一种与始点和终点的度 都相关的非对称加权方式.在不同的网络结构下研究加权方式对同步能力的影响. 研究发现网络异质性越强时,通过调节网络权值改变网络同步能力的效果越显著, 而网络越匀质时,调节权值的方式改变网络同步能力的效果越不明显. 仿真实验显示无论在小世界网络还是无标度网络中,网络都是在节点的输入强度为1处获得最优的同步能力.
应用行波理论,建立了一个终端含N沟道金属氧化物半导体(N-channel metal oxide semiconductor, NMOS)反相器的传输线系统的非线性离散映射模型.对该模型进行仿真发现, 反射系数的变化可能导致系统出现时空分岔和时空混沌等复杂的时空行为, 并且初始分布对系统达到稳态后的时空行为有很大影响,零初始分布对应的时空图样比较规则, 而非零的初值分布则会导致沿线电压出现复杂的时空图样,分析表明这些时空复杂行为的产生 源于系统中传输线的无穷维本质和NMOS反相器的非线性伏安特性.
应用行波理论,建立了一个终端含N沟道金属氧化物半导体(N-channel metal oxide semiconductor, NMOS)反相器的传输线系统的非线性离散映射模型.对该模型进行仿真发现, 反射系数的变化可能导致系统出现时空分岔和时空混沌等复杂的时空行为, 并且初始分布对系统达到稳态后的时空行为有很大影响,零初始分布对应的时空图样比较规则, 而非零的初值分布则会导致沿线电压出现复杂的时空图样,分析表明这些时空复杂行为的产生 源于系统中传输线的无穷维本质和NMOS反相器的非线性伏安特性.
本文通过对高温气冷堆模拟机在运行过程中的12组状态参数进行分析,研究了反应堆在正常运行状态、 余热排出系统空气侧温度上升和一回路突然泄漏三种条件下系统的复杂度和稳健性等指标的变化. 研究表明,在条件发生改变时,高温气冷堆模拟机系统的复杂度有非常明显的变化,且不同条件下, 对于系统复杂性影响显著的参数也不相同.此外,反应堆模拟机中各系统间耦合计算与相互反馈机理的作用, 在系统的稳健度上也有很明显的体现.这些成果表明,复杂性分析方法在系统状态监测和 危机预警领域可以发挥重要的作用.
本文通过对高温气冷堆模拟机在运行过程中的12组状态参数进行分析,研究了反应堆在正常运行状态、 余热排出系统空气侧温度上升和一回路突然泄漏三种条件下系统的复杂度和稳健性等指标的变化. 研究表明,在条件发生改变时,高温气冷堆模拟机系统的复杂度有非常明显的变化,且不同条件下, 对于系统复杂性影响显著的参数也不相同.此外,反应堆模拟机中各系统间耦合计算与相互反馈机理的作用, 在系统的稳健度上也有很明显的体现.这些成果表明,复杂性分析方法在系统状态监测和 危机预警领域可以发挥重要的作用.
支持向量机建模中的一个关键和难点问题是自由参数的设置. 不同于以往应用残差的简单统计量选取最佳模型的方法, 本文提出通过检 验模型在训练集上的拟合残差是否不含冗余信息作为选择自由参数的依据. 进一步提出应用全向相关函数(omni-directional correlaton function, ODCF)检验残差信息冗余并给出应用方法,并从理论分析和数值仿真两 方面给出该方法正确性的证明.在两个典型的非线性时间序列(年 均太阳黑子数和Mackey-Glass数据)上进行了实验,实验结果优于相关 文献记载及基于校验集方法的预测性能.
支持向量机建模中的一个关键和难点问题是自由参数的设置. 不同于以往应用残差的简单统计量选取最佳模型的方法, 本文提出通过检 验模型在训练集上的拟合残差是否不含冗余信息作为选择自由参数的依据. 进一步提出应用全向相关函数(omni-directional correlaton function, ODCF)检验残差信息冗余并给出应用方法,并从理论分析和数值仿真两 方面给出该方法正确性的证明.在两个典型的非线性时间序列(年 均太阳黑子数和Mackey-Glass数据)上进行了实验,实验结果优于相关 文献记载及基于校验集方法的预测性能.
4He原子23S123P0,1,2跃迁的精细结构分裂,目前在理论和实验上都能够达到10-8水平的精度,并可被应用于测定精细结构常数, 和对量子电动力学进行检验.该方面实验研究的关键, 是需要提高测量信噪比,并消除各种可能的系统偏差, 将这一精细结构分裂测量到亚kHz水平.在设计的这套实验方案中, 首次结合激光冷却原子技术,通过激光横向冷却来提高亚稳态氦原子束的束流强度,并对三态亚稳态氦原子进行偏折, 将其从原子束中分离,从而大幅降低测量背景,并利用频率锁定激光器的边带扫描的方式来进行光谱测量,以使得扫描测量中保持足够的频率精度. 在目前基本搭建成的实验装置上,实验方法的可行性已经获得验证,分析表明有望实现亚千赫兹水平的测量准确度.
4He原子23S123P0,1,2跃迁的精细结构分裂,目前在理论和实验上都能够达到10-8水平的精度,并可被应用于测定精细结构常数, 和对量子电动力学进行检验.该方面实验研究的关键, 是需要提高测量信噪比,并消除各种可能的系统偏差, 将这一精细结构分裂测量到亚kHz水平.在设计的这套实验方案中, 首次结合激光冷却原子技术,通过激光横向冷却来提高亚稳态氦原子束的束流强度,并对三态亚稳态氦原子进行偏折, 将其从原子束中分离,从而大幅降低测量背景,并利用频率锁定激光器的边带扫描的方式来进行光谱测量,以使得扫描测量中保持足够的频率精度. 在目前基本搭建成的实验装置上,实验方法的可行性已经获得验证,分析表明有望实现亚千赫兹水平的测量准确度.
实验发现,飞秒激光微加工光纤微腔时,两个侧壁与纤芯轴向并不完全垂直, 刻蚀的非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder干涉仪出现光程差随波长增大而线性减小、 微腔总损耗随波长增大呈递减变化等反常现象.对此,提出非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder 干涉仪新模型并初步建立了分析理论,采用新模型及分析理论对新型微腔干涉仪特性进行了研究. 数值分析了微腔底角、深度等参数对谱峰波长位置的影响,理论研究了微腔的光波传输损耗、 吸收损耗、插入损耗、材料红外吸收损耗以及对干涉条纹对比度的影响, 理论分析与实验结果相符.实验获得水溶液干涉条纹对比度高达35 dB的非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder干涉仪, 将新型光纤微腔干涉仪用于流体传感,其蔗糖水溶液折射率传感灵敏度高达-12937.31 nm/RIU.
实验发现,飞秒激光微加工光纤微腔时,两个侧壁与纤芯轴向并不完全垂直, 刻蚀的非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder干涉仪出现光程差随波长增大而线性减小、 微腔总损耗随波长增大呈递减变化等反常现象.对此,提出非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder 干涉仪新模型并初步建立了分析理论,采用新模型及分析理论对新型微腔干涉仪特性进行了研究. 数值分析了微腔底角、深度等参数对谱峰波长位置的影响,理论研究了微腔的光波传输损耗、 吸收损耗、插入损耗、材料红外吸收损耗以及对干涉条纹对比度的影响, 理论分析与实验结果相符.实验获得水溶液干涉条纹对比度高达35 dB的非平行壁光纤微腔Mach-Zehnder干涉仪, 将新型光纤微腔干涉仪用于流体传感,其蔗糖水溶液折射率传感灵敏度高达-12937.31 nm/RIU.
实验中通过互组跃迁689 nm激光抽运形成三重态最低能态原子布居,引入688 nm激光改变三重态最低能态间的原子布居,利用抽运光与探测光空间分离的方法观测碱土金属锶原子的三重态能态间跃迁(5s6s)3S1 → (5s5p)3Pj(j=0,1,2)的吸收谱线,对应三条跃迁线的激光波段为679 nm, 688 nm和707 nm.探测三重态原子跃迁谱线可以用于锶原子冷却中再抽运光707 nm和679 nm激光频率的直接锁定,相比于通常利用的腔传递技术,可以把再抽运光频率锁定在原子跃迁谱线上,有利于提高锶原子冷却中俘获原子数目的长期稳定性.
实验中通过互组跃迁689 nm激光抽运形成三重态最低能态原子布居,引入688 nm激光改变三重态最低能态间的原子布居,利用抽运光与探测光空间分离的方法观测碱土金属锶原子的三重态能态间跃迁(5s6s)3S1 → (5s5p)3Pj(j=0,1,2)的吸收谱线,对应三条跃迁线的激光波段为679 nm, 688 nm和707 nm.探测三重态原子跃迁谱线可以用于锶原子冷却中再抽运光707 nm和679 nm激光频率的直接锁定,相比于通常利用的腔传递技术,可以把再抽运光频率锁定在原子跃迁谱线上,有利于提高锶原子冷却中俘获原子数目的长期稳定性.
通过分别求解含时狄拉克方程和含时薛定谔方程, 研究了一维模型原子在相对论超强激光脉冲作用下的超高次谐波发射过程. 研究结果表明: 在弱场强条件下, 相对论的模拟结果可以退化到非相对论的结果; 随着场强的增强, 可以逐渐观察到明显的相对论质量修正效应. 此外, 根据发展的相对论的'三步'模型并结合小波时频分析方法, 分析了谐波平台的截止位置和发射效率.
通过分别求解含时狄拉克方程和含时薛定谔方程, 研究了一维模型原子在相对论超强激光脉冲作用下的超高次谐波发射过程. 研究结果表明: 在弱场强条件下, 相对论的模拟结果可以退化到非相对论的结果; 随着场强的增强, 可以逐渐观察到明显的相对论质量修正效应. 此外, 根据发展的相对论的'三步'模型并结合小波时频分析方法, 分析了谐波平台的截止位置和发射效率.
本文利用孙卫国课题组建立的能精确计算(预言)某双原子分子电子态P线系发射谱线的物理新公式, 首次研究了VO分子从电子态2Δ3/2跃迁到电子态12Δ3/2的(0, 0)跃迁带中的P线系发射谱线. 获得的研究结果不仅重复了实验上已知的低转动态谱线数据,而且还正确预言了该跃迁带在 实验上难以精确测量的转动量子数J=80.5以内的高振转激发态的P线系发射光谱. 为研究VO分子内部结构提供了重要的物理信息.
本文利用孙卫国课题组建立的能精确计算(预言)某双原子分子电子态P线系发射谱线的物理新公式, 首次研究了VO分子从电子态2Δ3/2跃迁到电子态12Δ3/2的(0, 0)跃迁带中的P线系发射谱线. 获得的研究结果不仅重复了实验上已知的低转动态谱线数据,而且还正确预言了该跃迁带在 实验上难以精确测量的转动量子数J=80.5以内的高振转激发态的P线系发射光谱. 为研究VO分子内部结构提供了重要的物理信息.
利用扫描隧道显微镜和扫描隧道谱(STM/STS)及单原子操纵,系统研究了单个钴原子(Co) 及其团簇在Rh (111)和Pd (111)两种表面的吸附和自旋电子输运性质. 发现单个Co原子在Rh (111)上有两种不同的稳定吸附位,分别对应于hcp和fcc空位, 他们的高度明显不同,在针尖的操纵下单个Co原子可以在两种吸附位之间相互转化. 在这两种吸附位的单个Co原子的STS谱的费米面附近都存在很显著的峰形结构, 经分析认为Rh (111)表面单个Co原子处于混价区,因此这一峰结构是d轨道共振 和近藤共振共同作用的结果.对于Rh (111)表面上的Co原子二聚体和三聚体, 其费米面附近没有观测到显著的峰,这可能是由于原子间磁交换相互作用 和原子间轨道杂化引起的体系态密度改变所共同导致.与Rh (111)表面不同, 在Pd (111)表面吸附的单个Co原子则表现出均一的高度.并且对于Pd (111)表面所有 单个Co原子及其二聚体和三聚体,在其STS谱的费米面附近均未探测到显著的电子结构, 表明Co原子吸附于Pd (111)表面具有与Rh (111)表面上不同的原子-衬底相互作用与自旋电子输运性质.
利用扫描隧道显微镜和扫描隧道谱(STM/STS)及单原子操纵,系统研究了单个钴原子(Co) 及其团簇在Rh (111)和Pd (111)两种表面的吸附和自旋电子输运性质. 发现单个Co原子在Rh (111)上有两种不同的稳定吸附位,分别对应于hcp和fcc空位, 他们的高度明显不同,在针尖的操纵下单个Co原子可以在两种吸附位之间相互转化. 在这两种吸附位的单个Co原子的STS谱的费米面附近都存在很显著的峰形结构, 经分析认为Rh (111)表面单个Co原子处于混价区,因此这一峰结构是d轨道共振 和近藤共振共同作用的结果.对于Rh (111)表面上的Co原子二聚体和三聚体, 其费米面附近没有观测到显著的峰,这可能是由于原子间磁交换相互作用 和原子间轨道杂化引起的体系态密度改变所共同导致.与Rh (111)表面不同, 在Pd (111)表面吸附的单个Co原子则表现出均一的高度.并且对于Pd (111)表面所有 单个Co原子及其二聚体和三聚体,在其STS谱的费米面附近均未探测到显著的电子结构, 表明Co原子吸附于Pd (111)表面具有与Rh (111)表面上不同的原子-衬底相互作用与自旋电子输运性质.
由电单负材料A和磁单负材料B构成了一维对称型光子晶体,数值计算表明其带隙中出现了一隧穿模. 材料层数增加,隧穿模宽度急剧变窄,而其位置不变.隧穿模的位置和宽度对入射角的变化都不太敏感. 材料的几何厚度减小,隧穿模的位置蓝移,而其宽度不变. μA, εB增加,隧穿模的位置红移,宽度减小. 利用隧穿模的以上特性可以实现对电磁波传播的动态调控.
由电单负材料A和磁单负材料B构成了一维对称型光子晶体,数值计算表明其带隙中出现了一隧穿模. 材料层数增加,隧穿模宽度急剧变窄,而其位置不变.隧穿模的位置和宽度对入射角的变化都不太敏感. 材料的几何厚度减小,隧穿模的位置蓝移,而其宽度不变. μA, εB增加,隧穿模的位置红移,宽度减小. 利用隧穿模的以上特性可以实现对电磁波传播的动态调控.
基于强度二阶矩定义, 导出了高斯涡旋光束光束传输因子即M2 因子的解析表达式, 高斯涡旋光束的M2 因子唯一取决于拓扑电荷数n. 数值计算表明, 高斯涡旋光束的M2 因子随着拓扑电荷数n的增大而增大. 基于强度高阶矩, 还导出了高斯涡旋光束经傍轴ABCD光学系统传输时峭度参数的解析表达式, 高斯涡旋光束的峭度参数取决于拓扑电荷数n、参数δ、矩阵元A和矩阵元D. 在自由空间传输时, 高斯涡旋光束的峭度参数仅取决于拓扑电荷数n和参数δ. 自由空间传输时, 高斯涡旋光束峭度参数的变化规律为: 峭度参数随参数δ的增大先减小而后趋向于一最小值, 随拓扑电荷数n的增大而减小. 这一研究有助于高斯涡旋光束的实际应用.
基于强度二阶矩定义, 导出了高斯涡旋光束光束传输因子即M2 因子的解析表达式, 高斯涡旋光束的M2 因子唯一取决于拓扑电荷数n. 数值计算表明, 高斯涡旋光束的M2 因子随着拓扑电荷数n的增大而增大. 基于强度高阶矩, 还导出了高斯涡旋光束经傍轴ABCD光学系统传输时峭度参数的解析表达式, 高斯涡旋光束的峭度参数取决于拓扑电荷数n、参数δ、矩阵元A和矩阵元D. 在自由空间传输时, 高斯涡旋光束的峭度参数仅取决于拓扑电荷数n和参数δ. 自由空间传输时, 高斯涡旋光束峭度参数的变化规律为: 峭度参数随参数δ的增大先减小而后趋向于一最小值, 随拓扑电荷数n的增大而减小. 这一研究有助于高斯涡旋光束的实际应用.
在近轴光束近似条件下,采用交叉谱密度传输公式推导了 部分相干涡旋光束传输一段距离后观测平面上交叉谱密度矩阵元的解析表达式, 在此基础上对观测平面上的光强分布进行了分析.研究表明, 和完全相干涡旋光束不同,部分相干涡旋光束传输后光斑中心点的光强会逐渐凸现出来, 随着传输距离的增加,观测平面上的光强会逐渐演变为类似高斯型分布的特性. 这种演变规律与源平面上光源的拓扑电荷数和相干长度有关, 在其他参数不变的情况下,拓扑电荷数越小,相干长度越短, 演变为高斯型光斑的速度越快.最后针对一阶部分相干高斯涡旋光束, 通过观测平面上光强极值研究,对光斑随传输距离演变的过程进行了详细的分析, 在理论上对这种演变规律给出了严格的证明.
在近轴光束近似条件下,采用交叉谱密度传输公式推导了 部分相干涡旋光束传输一段距离后观测平面上交叉谱密度矩阵元的解析表达式, 在此基础上对观测平面上的光强分布进行了分析.研究表明, 和完全相干涡旋光束不同,部分相干涡旋光束传输后光斑中心点的光强会逐渐凸现出来, 随着传输距离的增加,观测平面上的光强会逐渐演变为类似高斯型分布的特性. 这种演变规律与源平面上光源的拓扑电荷数和相干长度有关, 在其他参数不变的情况下,拓扑电荷数越小,相干长度越短, 演变为高斯型光斑的速度越快.最后针对一阶部分相干高斯涡旋光束, 通过观测平面上光强极值研究,对光斑随传输距离演变的过程进行了详细的分析, 在理论上对这种演变规律给出了严格的证明.
本文提出了一种利用空间光调制器生成杨氏双缝和三角孔等振幅型衍射光学元件的方法. 利用平面波角谱衍射公式和柯林斯公式研究了螺旋光束经过这两种衍射元件后的传输特性, 并利用杨氏双缝和三角孔实现了螺旋光束拓扑电荷数的测量. 由于空间光调制器可以方便和高精度地改变光学器件的几何尺寸和所在的空间位置, 因此可便捷地实现螺旋光束拓扑电荷数的测量.
本文提出了一种利用空间光调制器生成杨氏双缝和三角孔等振幅型衍射光学元件的方法. 利用平面波角谱衍射公式和柯林斯公式研究了螺旋光束经过这两种衍射元件后的传输特性, 并利用杨氏双缝和三角孔实现了螺旋光束拓扑电荷数的测量. 由于空间光调制器可以方便和高精度地改变光学器件的几何尺寸和所在的空间位置, 因此可便捷地实现螺旋光束拓扑电荷数的测量.
多层介质膜光栅是高功率激光系统的关键光学元件.为了满足国内强激光系统的迫切需求, 在大口径多层介质膜光栅的研制过程中,建立了单波长自准直条件下的衍射效率测量方法及其误差分析. 结果表明误差主要由探测器的噪声和测试人员的差异产生,对衍射效率测试精度的影响是±1%. 在此基础上,将光栅衍射效率及其分布测量技术应用于光栅制作工艺中, 作为大口径光栅无损检测的一种手段,如判断光栅掩模是否能进行离子束刻蚀、 离子束刻蚀的在线监测和是否需要再刻蚀,从而实现对大口径多层介质膜光栅离子束刻蚀过程的定量、 科学控制,提高了离子束刻蚀光栅制作工艺的成功率.利用上述技术,已成功研制出多块最大尺寸为 430 mm× 350 mm、线密度1740线/mm、平均衍射效率大于95%的多层介质膜光栅. 实验结果表明,该方法操作简单、测量快速准确,不必检测光栅微结构. 为大口径多层介质膜光栅研制的无损检测工程化奠定了基础.
多层介质膜光栅是高功率激光系统的关键光学元件.为了满足国内强激光系统的迫切需求, 在大口径多层介质膜光栅的研制过程中,建立了单波长自准直条件下的衍射效率测量方法及其误差分析. 结果表明误差主要由探测器的噪声和测试人员的差异产生,对衍射效率测试精度的影响是±1%. 在此基础上,将光栅衍射效率及其分布测量技术应用于光栅制作工艺中, 作为大口径光栅无损检测的一种手段,如判断光栅掩模是否能进行离子束刻蚀、 离子束刻蚀的在线监测和是否需要再刻蚀,从而实现对大口径多层介质膜光栅离子束刻蚀过程的定量、 科学控制,提高了离子束刻蚀光栅制作工艺的成功率.利用上述技术,已成功研制出多块最大尺寸为 430 mm× 350 mm、线密度1740线/mm、平均衍射效率大于95%的多层介质膜光栅. 实验结果表明,该方法操作简单、测量快速准确,不必检测光栅微结构. 为大口径多层介质膜光栅研制的无损检测工程化奠定了基础.
本文研究了利用激光光束的轨道角动量进行8位数据信息传输的技术. 建立了一套利用光束轨道角动量进行8位数据信息传输的系统, 在信息调制部分采用可选通控制的光源阵列和相位调制屏实现光束轨道角动量态的编码复用, 在信息解调部分采用二元振幅光栅进行轨道角动量态检测,实现了无误码的数据信息传输.
本文研究了利用激光光束的轨道角动量进行8位数据信息传输的技术. 建立了一套利用光束轨道角动量进行8位数据信息传输的系统, 在信息调制部分采用可选通控制的光源阵列和相位调制屏实现光束轨道角动量态的编码复用, 在信息解调部分采用二元振幅光栅进行轨道角动量态检测,实现了无误码的数据信息传输.
本文通过理论和数值模拟,研究少周期激光脉冲电离气体原子产生的离化电流 以及相应的THz波辐射.研究表明,少周期激光脉冲离化气体后能产生较大的离化电流, 因而可以产生较强的THz辐射.不同的少周期激光脉冲相位导致电离出的 电子初始速度和电离起始时刻不同,从而产生的离化电流有所不同, 辐射的THz波随激光脉冲的相位成周期性变化.该理论得到一维PIC数值模拟的验证. 对于给定的激光脉冲相位,离化电流和THz辐射振幅并没有随入射激光振幅的增加而单调增加, 而是存在一些极值点.与均匀分布气体相比,当气体分布具有一定梯度时, 辐射表现相似的规律,但频谱会发生一定的变化.
本文通过理论和数值模拟,研究少周期激光脉冲电离气体原子产生的离化电流 以及相应的THz波辐射.研究表明,少周期激光脉冲离化气体后能产生较大的离化电流, 因而可以产生较强的THz辐射.不同的少周期激光脉冲相位导致电离出的 电子初始速度和电离起始时刻不同,从而产生的离化电流有所不同, 辐射的THz波随激光脉冲的相位成周期性变化.该理论得到一维PIC数值模拟的验证. 对于给定的激光脉冲相位,离化电流和THz辐射振幅并没有随入射激光振幅的增加而单调增加, 而是存在一些极值点.与均匀分布气体相比,当气体分布具有一定梯度时, 辐射表现相似的规律,但频谱会发生一定的变化.
利用飞秒激光在熔融石英介质中传输产生能量达数毫焦、波长范围覆盖400-900 nm 且光谱分布较为均匀的超连续白光,实验过程中将熔融石英介质离焦放置以避免被击穿. 研究了入射激光能量以及介质离焦距离对超连续白光特性的影响. 结果表明采用高能量的入射激光脉冲离焦抽运介质的方法能够有效避免介质 击穿损伤并提高超连续白光脉冲的能量输出.
利用飞秒激光在熔融石英介质中传输产生能量达数毫焦、波长范围覆盖400-900 nm 且光谱分布较为均匀的超连续白光,实验过程中将熔融石英介质离焦放置以避免被击穿. 研究了入射激光能量以及介质离焦距离对超连续白光特性的影响. 结果表明采用高能量的入射激光脉冲离焦抽运介质的方法能够有效避免介质 击穿损伤并提高超连续白光脉冲的能量输出.
利用波动方程,研究了脉冲贝塞尔光束在自由空间传输时的空间诱导群速度色散(SIGVD)效应. 结果表明,三阶SIGVD能使脉冲贝塞尔光束的时域逐渐演化为艾里分布. 由于艾里-贝塞尔光弹是一种新奇的时、空都不扩展的局域波包, 能在光与物质相互作用的很多应用领域发挥作用.因此,本文提出了 通过色散管理技术补偿二阶SIGVD,利用三阶SIGVD在自由空间产生艾里-贝塞尔光弹的方案. 为分析这种光弹的时空传输特性,数值模拟了它在色散介质中的传输情况. 结果表明,这种光弹能在色散介质中保持空域不衍射、时域不色散的稳定传输.
利用波动方程,研究了脉冲贝塞尔光束在自由空间传输时的空间诱导群速度色散(SIGVD)效应. 结果表明,三阶SIGVD能使脉冲贝塞尔光束的时域逐渐演化为艾里分布. 由于艾里-贝塞尔光弹是一种新奇的时、空都不扩展的局域波包, 能在光与物质相互作用的很多应用领域发挥作用.因此,本文提出了 通过色散管理技术补偿二阶SIGVD,利用三阶SIGVD在自由空间产生艾里-贝塞尔光弹的方案. 为分析这种光弹的时空传输特性,数值模拟了它在色散介质中的传输情况. 结果表明,这种光弹能在色散介质中保持空域不衍射、时域不色散的稳定传输.
动态光栅的瞬态特性影响了单纵模掺铒光纤激光器的稳定性. 提出一种利用铒离子瞬态效应,通过对写入光施加快速频率调制测量动态光栅瞬态反射谱的新方法. 测量了线性结构动态光栅的瞬态反射谱,研究了注入光功率与端面反射率 对动态光栅响应特性的影响.结果表明, 3 m长的掺铒光纤形成的动态光栅半带宽为30 MHz, 与稳态理论值符合较好.光栅瞬态反射率相对变化随注入光功率增加和端面反射率增加而减小, 在小注入功率或低端面反射率时,最大的反射率相对变化值约为4%. 光栅建立时间随注入光功率增加而减小,当注入光功率大于4倍饱和功率时,建立时间小于1 ms. 使用双波混频过程可解释这一实验规律.
动态光栅的瞬态特性影响了单纵模掺铒光纤激光器的稳定性. 提出一种利用铒离子瞬态效应,通过对写入光施加快速频率调制测量动态光栅瞬态反射谱的新方法. 测量了线性结构动态光栅的瞬态反射谱,研究了注入光功率与端面反射率 对动态光栅响应特性的影响.结果表明, 3 m长的掺铒光纤形成的动态光栅半带宽为30 MHz, 与稳态理论值符合较好.光栅瞬态反射率相对变化随注入光功率增加和端面反射率增加而减小, 在小注入功率或低端面反射率时,最大的反射率相对变化值约为4%. 光栅建立时间随注入光功率增加而减小,当注入光功率大于4倍饱和功率时,建立时间小于1 ms. 使用双波混频过程可解释这一实验规律.
频率锁定多载波光源是实现太比特系统传输的关键器件之一, 目前已成为光纤通信领域的研究热点.基于循环频移技术产生的频率锁定 多载波光源因具有驱动电压低、串扰小、平坦度高的优点而受到重视, 但是其输出质量容易受到调制器固有的高阶谐波串扰的影响,特别是三阶谐波串扰. 为了减小三阶串扰的影响,本文提出了在I/Q调制器两支路上再加载另一频率为3fm的射频信号的方案, 用其产生的一阶信号来抑制三阶串扰.通过理论分析与数值仿真,得到了载波数为24、 载波间最大功率差小于0.1 dB的多载波光源输出.与未采用三阶串扰抑制方案的结果比较, 光源输出有效光信噪比提高了2 dB. 结果表明,采用本文的改进方案,可以有效地提高多载波光源的输出平坦度和有效光信噪比.
频率锁定多载波光源是实现太比特系统传输的关键器件之一, 目前已成为光纤通信领域的研究热点.基于循环频移技术产生的频率锁定 多载波光源因具有驱动电压低、串扰小、平坦度高的优点而受到重视, 但是其输出质量容易受到调制器固有的高阶谐波串扰的影响,特别是三阶谐波串扰. 为了减小三阶串扰的影响,本文提出了在I/Q调制器两支路上再加载另一频率为3fm的射频信号的方案, 用其产生的一阶信号来抑制三阶串扰.通过理论分析与数值仿真,得到了载波数为24、 载波间最大功率差小于0.1 dB的多载波光源输出.与未采用三阶串扰抑制方案的结果比较, 光源输出有效光信噪比提高了2 dB. 结果表明,采用本文的改进方案,可以有效地提高多载波光源的输出平坦度和有效光信噪比.
为了研究刚性圆锥边界锥角对激光空泡溃灭行为的影响,文章建立了虚拟平面边界模型, 同时采用阴影摄影术、光偏转法以及数值计算的手段对边界附近空泡溃灭过程进行了研究. 结果表明边界的锥角对空泡的形状、溃灭时间以及液体射流形成均有明显影响. 空泡形状偏离球形的程度和溃灭时间均随锥角的增大而增大,且增大锥角度可以促使射流的形成. 空泡溃灭时间的实验值同理论值具有较高的一致性,验证了虚拟平面边界假设及无量纲距离修正的有效性.
为了研究刚性圆锥边界锥角对激光空泡溃灭行为的影响,文章建立了虚拟平面边界模型, 同时采用阴影摄影术、光偏转法以及数值计算的手段对边界附近空泡溃灭过程进行了研究. 结果表明边界的锥角对空泡的形状、溃灭时间以及液体射流形成均有明显影响. 空泡形状偏离球形的程度和溃灭时间均随锥角的增大而增大,且增大锥角度可以促使射流的形成. 空泡溃灭时间的实验值同理论值具有较高的一致性,验证了虚拟平面边界假设及无量纲距离修正的有效性.
本文使用多光束干涉方法构造三维周期性微纳结构.通过多次匀胶与单次曝光结合, 在负光刻胶SU8上刻蚀出含平面缺陷的类金刚石结构(fcc-like)光子晶体.扫描电子显微镜(SEM)观测显示, 相比无缺陷光子晶体结构,该结构在(111)晶面上存在清晰可见的平面缺陷.通过控制匀胶时的转速, 可以精确控制平面缺陷厚度在适合的范围.傅里叶红外反射光谱测试显示完整周期微纳结构在(111)方向上 有明显的特征峰,两个特征反射峰中心波长接近1.2 μm和2.4 μm. 含缺陷的结构则在反射光谱特征峰中掺入了明显的凹陷,并且随着平面缺陷的厚度增大, 缺陷模从处于2.4 μm禁带移至1.2 μm禁带处.提取SEM图中的结构参数, 用FDTD方法模拟分析,发现模拟结果与实验值基本一致,证明了平面缺陷不但存在,而且面积较大.
本文使用多光束干涉方法构造三维周期性微纳结构.通过多次匀胶与单次曝光结合, 在负光刻胶SU8上刻蚀出含平面缺陷的类金刚石结构(fcc-like)光子晶体.扫描电子显微镜(SEM)观测显示, 相比无缺陷光子晶体结构,该结构在(111)晶面上存在清晰可见的平面缺陷.通过控制匀胶时的转速, 可以精确控制平面缺陷厚度在适合的范围.傅里叶红外反射光谱测试显示完整周期微纳结构在(111)方向上 有明显的特征峰,两个特征反射峰中心波长接近1.2 μm和2.4 μm. 含缺陷的结构则在反射光谱特征峰中掺入了明显的凹陷,并且随着平面缺陷的厚度增大, 缺陷模从处于2.4 μm禁带移至1.2 μm禁带处.提取SEM图中的结构参数, 用FDTD方法模拟分析,发现模拟结果与实验值基本一致,证明了平面缺陷不但存在,而且面积较大.
本文提出了一种利用反射式脉冲热成像法测量缺陷深度、热扩散系数或缺陷界面热波反射系数的方法. 首先,介绍了脉冲热成像法的基本原理以及定量测量算法.其次,利用304不锈钢制作了平底孔试件 并预埋了四种不同物质并进行了实验,给出在不同条件下对缺陷深度、热扩散系数或缺陷界面热波 反射系数测量的结果.实验结果显示实际测量值与其他方法测量值基本符合, 误差范围在5%以内, 并讨论了影响测量精度的原因.
本文提出了一种利用反射式脉冲热成像法测量缺陷深度、热扩散系数或缺陷界面热波反射系数的方法. 首先,介绍了脉冲热成像法的基本原理以及定量测量算法.其次,利用304不锈钢制作了平底孔试件 并预埋了四种不同物质并进行了实验,给出在不同条件下对缺陷深度、热扩散系数或缺陷界面热波 反射系数测量的结果.实验结果显示实际测量值与其他方法测量值基本符合, 误差范围在5%以内, 并讨论了影响测量精度的原因.
为研究声传播和分子多模式振动能量弛豫的相互关系,本文提出了一种混合气体声 复合弛豫频谱的解析模型.该模型从振动模式微观能量转移及其耦合形成宏观弛豫过程两个角度, 分析了依赖于声频率的混合气体有效热容.并通过求解振动模式能量转移的通用弛豫方程, 最终得到可同时体现主副弛豫过程的声弛豫吸收和声频散的解析结果.仿真结果表明, 对于CO2, CH4, N2和O2组成的多种混合气体, 该模型的声吸收谱与实验数据相符,峰值误差在1%以内,且反映了多振动模式形成的 声复合弛豫吸收谱上通常仅会显现1-2个吸收波峰的物理现象.与已有模型相比, 本解析模型可直接求出混合气体声弛豫频谱上特征点的解析形式,并利于对其进行定性定量分析. 从而为研究声传播特性与气体分子弛豫特性的相互关系提供了一个有效理论模型.
为研究声传播和分子多模式振动能量弛豫的相互关系,本文提出了一种混合气体声 复合弛豫频谱的解析模型.该模型从振动模式微观能量转移及其耦合形成宏观弛豫过程两个角度, 分析了依赖于声频率的混合气体有效热容.并通过求解振动模式能量转移的通用弛豫方程, 最终得到可同时体现主副弛豫过程的声弛豫吸收和声频散的解析结果.仿真结果表明, 对于CO2, CH4, N2和O2组成的多种混合气体, 该模型的声吸收谱与实验数据相符,峰值误差在1%以内,且反映了多振动模式形成的 声复合弛豫吸收谱上通常仅会显现1-2个吸收波峰的物理现象.与已有模型相比, 本解析模型可直接求出混合气体声弛豫频谱上特征点的解析形式,并利于对其进行定性定量分析. 从而为研究声传播特性与气体分子弛豫特性的相互关系提供了一个有效理论模型.
针对高超声速飞行器工作时头锥恶劣的热环境,为了保证飞行器头锥的尖锐外形, 提出疏导式热防护结构,利用内置高导热碳材料结构为飞行器头锥提供热防护. 采用流固耦合方法对头锥疏导式防热结构进行了分析,验证了头锥内置高导热碳材料具有较好防热效果, 其中来流马赫数(Ma)为9时头锥前缘壁面最高温度下降了21.9%,尾部最低温度升高了15.2%, 实现了热流由高温区向低温区的转移,削弱了头锥的热载荷,强化了头锥的热防护能力. 本文对外蒙皮结构参数、材料参数以及内部高导热碳材料导热率对头锥热防护性能的影响进行了分析, 其中头锥最高温度随着蒙皮材料导热系数的增加而降低到一个稳定值; 随着蒙皮材料表面黑度的增加而降低;随着蒙皮厚度的增加而升高;随着高导热碳材料导热系数的 增加而呈抛物线下降.
针对高超声速飞行器工作时头锥恶劣的热环境,为了保证飞行器头锥的尖锐外形, 提出疏导式热防护结构,利用内置高导热碳材料结构为飞行器头锥提供热防护. 采用流固耦合方法对头锥疏导式防热结构进行了分析,验证了头锥内置高导热碳材料具有较好防热效果, 其中来流马赫数(Ma)为9时头锥前缘壁面最高温度下降了21.9%,尾部最低温度升高了15.2%, 实现了热流由高温区向低温区的转移,削弱了头锥的热载荷,强化了头锥的热防护能力. 本文对外蒙皮结构参数、材料参数以及内部高导热碳材料导热率对头锥热防护性能的影响进行了分析, 其中头锥最高温度随着蒙皮材料导热系数的增加而降低到一个稳定值; 随着蒙皮材料表面黑度的增加而降低;随着蒙皮厚度的增加而升高;随着高导热碳材料导热系数的 增加而呈抛物线下降.
ICF内爆物理研究中,示踪元素X射线谱诊断方法是推测内爆压缩温度、 密度以及燃料混合状态的有效方法.针对其中的非平衡物理过程, 研制了非局域热动平衡(non-LTE)下一维谱线输运程序Alpha.程序以辐射流体计算给出的温度、 密度等量为输入条件,求解细致组态(DCA)模型下的原子动力学方程和辐射输运方程, 自洽给出谱线不透明度,和成像面上的X射线谱分布.利用该程序,模拟了神光Ⅱ装置上的掺Ar靶丸内爆示踪元素X射线谱诊断实验, 研究结果表明,谱线的自吸收效应影响发射的X射线谱的强度和形状, 谱线的宽度对自吸收效应的强弱也有影响.因此,在对X射线谱的数值模拟中应该考虑自吸收效应. 另外,与LTE近似下的发射谱的比较表明, LTE近似下,等离子体电离度大～1, 发射谱的形状与non-LTE的结果不同,且LTE近似下,谱线的强度比non-LTE的谱线强度大5-10倍, 采用LTE近似是不合适的.
ICF内爆物理研究中,示踪元素X射线谱诊断方法是推测内爆压缩温度、 密度以及燃料混合状态的有效方法.针对其中的非平衡物理过程, 研制了非局域热动平衡(non-LTE)下一维谱线输运程序Alpha.程序以辐射流体计算给出的温度、 密度等量为输入条件,求解细致组态(DCA)模型下的原子动力学方程和辐射输运方程, 自洽给出谱线不透明度,和成像面上的X射线谱分布.利用该程序,模拟了神光Ⅱ装置上的掺Ar靶丸内爆示踪元素X射线谱诊断实验, 研究结果表明,谱线的自吸收效应影响发射的X射线谱的强度和形状, 谱线的宽度对自吸收效应的强弱也有影响.因此,在对X射线谱的数值模拟中应该考虑自吸收效应. 另外,与LTE近似下的发射谱的比较表明, LTE近似下,等离子体电离度大～1, 发射谱的形状与non-LTE的结果不同,且LTE近似下,谱线的强度比non-LTE的谱线强度大5-10倍, 采用LTE近似是不合适的.
为了研究激光鞘场中质子层的尺寸对质子束特性的影响,本文应用中国工程物理研究院 激光聚变研究中心的二维Particle-In-Cell (2D-PIC)数值模拟程序Flips2D进行了相关数值模拟研究. 研究了质子束总能量随时间的变化,得出了加速持续过程与激光脉冲持续时间的关系; 研究了质子层的宽度对加速后质子束发散角和能谱的影响;研究了质子层的厚与加速后质子束 发散角和能谱的关系;得出了质子层的初始尺寸对加速后质子特性的影响规律.
为了研究激光鞘场中质子层的尺寸对质子束特性的影响,本文应用中国工程物理研究院 激光聚变研究中心的二维Particle-In-Cell (2D-PIC)数值模拟程序Flips2D进行了相关数值模拟研究. 研究了质子束总能量随时间的变化,得出了加速持续过程与激光脉冲持续时间的关系; 研究了质子层的宽度对加速后质子束发散角和能谱的影响;研究了质子层的厚与加速后质子束 发散角和能谱的关系;得出了质子层的初始尺寸对加速后质子特性的影响规律.
基于西藏羊八井宇宙线观测站在2006年3月至2011年6月期间记录的近地大气电场数据, 分析研究了该地区近地晴天大气电场气象效应和时间变化特征. 气象效应分析结果显示, 该地区近地晴天大气电场与三个气象参量(大气压强、温度和相对湿度)的长时间变化趋势基本一致, 并有明显的季节效应. 冬春季, 大气电场强度整体水平相对较低, 约为0.14 kV/m; 夏秋季, 电场强度水平相对较高, 为0.18 kV/m左右. 近地晴天大气电场强度与大气温度间的线性相关性最强, 拟合相关系数达到0.89; 与大气压强和相对湿度间的线性相关性相对较弱, 拟合相关系数依次为0.43和0.53. 傅里叶分析结果表明: 晴天大气电场时间变化受太阳日周期、半太阳日周期及其三、四次谐波分量调制作用, 调制强度依次减弱. 西藏地区近地晴天大气电场日变化特征呈大陆简单型, 即双峰双谷. 主、次峰谷分别出现在白天和夜间, 主峰谷出现的早晚因季节不同略有差异, 次峰谷出现的早晚因季节不同差异相对较大.
基于西藏羊八井宇宙线观测站在2006年3月至2011年6月期间记录的近地大气电场数据, 分析研究了该地区近地晴天大气电场气象效应和时间变化特征. 气象效应分析结果显示, 该地区近地晴天大气电场与三个气象参量(大气压强、温度和相对湿度)的长时间变化趋势基本一致, 并有明显的季节效应. 冬春季, 大气电场强度整体水平相对较低, 约为0.14 kV/m; 夏秋季, 电场强度水平相对较高, 为0.18 kV/m左右. 近地晴天大气电场强度与大气温度间的线性相关性最强, 拟合相关系数达到0.89; 与大气压强和相对湿度间的线性相关性相对较弱, 拟合相关系数依次为0.43和0.53. 傅里叶分析结果表明: 晴天大气电场时间变化受太阳日周期、半太阳日周期及其三、四次谐波分量调制作用, 调制强度依次减弱. 西藏地区近地晴天大气电场日变化特征呈大陆简单型, 即双峰双谷. 主、次峰谷分别出现在白天和夜间, 主峰谷出现的早晚因季节不同略有差异, 次峰谷出现的早晚因季节不同差异相对较大.
针对辐射伏特效应同位素微电池研究中所面临的主要问题——辐伏转换效率提高与辐射损伤 这一相互制约的矛盾体,利用单晶硅低能电子辐照感生缺陷行为研究,结合两种PIN结构的 电学性能测试,提出I区掺杂浓度为2×1012 cm-3的P+I (N-) N+器件符合 P, N型硅辐射损伤效应预测结果.并以此为原型器件进行63Ni辐照在线输出特性测试, 通过与Wisconsin大学实验数据比较,对影响能量转换效率低下的主要因素进行了分析, 考虑主要从器件采用三维PIN结结构;增大耗尽层能量沉积比重; I (N-)区宽度与沉积深度匹配; 控制漏电流在皮安量级等方面提高能量转换效率,据此对硅基能量转换结构进行设计, 最终确定PIN多孔结构、辐射源厚度、掺杂浓度、耗尽层宽度等结构参数,完成换能结构优化.
针对辐射伏特效应同位素微电池研究中所面临的主要问题——辐伏转换效率提高与辐射损伤 这一相互制约的矛盾体,利用单晶硅低能电子辐照感生缺陷行为研究,结合两种PIN结构的 电学性能测试,提出I区掺杂浓度为2×1012 cm-3的P+I (N-) N+器件符合 P, N型硅辐射损伤效应预测结果.并以此为原型器件进行63Ni辐照在线输出特性测试, 通过与Wisconsin大学实验数据比较,对影响能量转换效率低下的主要因素进行了分析, 考虑主要从器件采用三维PIN结结构;增大耗尽层能量沉积比重; I (N-)区宽度与沉积深度匹配; 控制漏电流在皮安量级等方面提高能量转换效率,据此对硅基能量转换结构进行设计, 最终确定PIN多孔结构、辐射源厚度、掺杂浓度、耗尽层宽度等结构参数,完成换能结构优化.
本文采用分子动力学模拟方法研究了扶手型碳纳米管包裹Ni纳米线的复合结构, 主要讨论内部Ni纳米线的螺旋度和热稳定性.结果表明, Ni纳米线为多壳层螺旋结构, 各壳层是由多条Ni原子链螺旋而成,不同层的螺旋度不同,内层的螺旋度明显大于外层. 当每层的Ni原子链条数为3的整数倍时,其螺旋度最大. Ni纳米线的螺旋度与碳纳米管的管径相关,各层螺旋度的大小随管径的增加有明显的周期性变化. 碳纳米管对Ni纳米线有很好的保护作用,即使是高温对Ni纳米线的结构及螺旋度也影响很小.
本文采用分子动力学模拟方法研究了扶手型碳纳米管包裹Ni纳米线的复合结构, 主要讨论内部Ni纳米线的螺旋度和热稳定性.结果表明, Ni纳米线为多壳层螺旋结构, 各壳层是由多条Ni原子链螺旋而成,不同层的螺旋度不同,内层的螺旋度明显大于外层. 当每层的Ni原子链条数为3的整数倍时,其螺旋度最大. Ni纳米线的螺旋度与碳纳米管的管径相关,各层螺旋度的大小随管径的增加有明显的周期性变化. 碳纳米管对Ni纳米线有很好的保护作用,即使是高温对Ni纳米线的结构及螺旋度也影响很小.
本文借助金相显微镜, XRD, SEM和DSC等手段对Cu75.15Al24.85合金经15 GPa压力, 750℃保温15 min处理前后的组织结构进行了分析,并用电阻率测试仪对合金的 电阻率进行测试,以此探讨了高压处理对Cu75.15Al24.85合金组织与电阻率的影响. 结果表明:高压处理能细化Cu75.15Al24.85合金的组织,增大合金的电阻率, 当压力为3 GPa时,该合金获得的组织最细小,电阻率最大.
本文借助金相显微镜, XRD, SEM和DSC等手段对Cu75.15Al24.85合金经15 GPa压力, 750℃保温15 min处理前后的组织结构进行了分析,并用电阻率测试仪对合金的 电阻率进行测试,以此探讨了高压处理对Cu75.15Al24.85合金组织与电阻率的影响. 结果表明:高压处理能细化Cu75.15Al24.85合金的组织,增大合金的电阻率, 当压力为3 GPa时,该合金获得的组织最细小,电阻率最大.
在Si (001)衬底上, 以高质量的弛豫Ge薄膜作为缓冲层, 先后生长Sn组分x分别为2.5%, 5.2%和7.8%的完全应变的三层Ge1-xSnx合金薄膜. 在Si (001)衬底上直接生长了x分别为0.005, 0.016, 0.044, 0.070和0.155的五个弛豫Ge1-xSnx样品. 通过卢瑟福背散射谱、高分辨X射线衍射和X射线倒易空间图等方法测量了Ge1-xSnx合金的组分 与晶格常数. 实验得到的晶格常数相对Vegard定律具有较大的正偏离, 弯曲系数b=0.211 Å.
在Si (001)衬底上, 以高质量的弛豫Ge薄膜作为缓冲层, 先后生长Sn组分x分别为2.5%, 5.2%和7.8%的完全应变的三层Ge1-xSnx合金薄膜. 在Si (001)衬底上直接生长了x分别为0.005, 0.016, 0.044, 0.070和0.155的五个弛豫Ge1-xSnx样品. 通过卢瑟福背散射谱、高分辨X射线衍射和X射线倒易空间图等方法测量了Ge1-xSnx合金的组分 与晶格常数. 实验得到的晶格常数相对Vegard定律具有较大的正偏离, 弯曲系数b=0.211 Å.
采用基于密度泛函理论的第一性原理赝势法对Te-N共掺杂ZnO体系的晶格结构、 杂质态密度和电子结构进行了理论分析.研究表明, N掺杂引起晶格收缩,而Te的掺入引起晶格膨胀, 从而减小晶格应力促进N的掺杂,并且Te由于电负性小于O而带正电, Te在ZnO中作为等电子施主而存在.研究发现, N掺杂体系中在费米能级附件形成窄的深受主能级, 而Te-N共掺体系中, N杂质带变宽,空穴更加离域,同时,空穴有效质量变小,受主能级变浅, 更有利于实现p型特性.因此, Te-N共掺有望成为一种更为有效的p型掺杂手段.
采用基于密度泛函理论的第一性原理赝势法对Te-N共掺杂ZnO体系的晶格结构、 杂质态密度和电子结构进行了理论分析.研究表明, N掺杂引起晶格收缩,而Te的掺入引起晶格膨胀, 从而减小晶格应力促进N的掺杂,并且Te由于电负性小于O而带正电, Te在ZnO中作为等电子施主而存在.研究发现, N掺杂体系中在费米能级附件形成窄的深受主能级, 而Te-N共掺体系中, N杂质带变宽,空穴更加离域,同时,空穴有效质量变小,受主能级变浅, 更有利于实现p型特性.因此, Te-N共掺有望成为一种更为有效的p型掺杂手段.
采用XRD, SEM, AFM等详细研究了氘化及氦离子注入对钪膜的表面形貌和相结构的影响. 结果表明,在单晶硅及抛光Mo基片上制备的钪膜均具有(002)晶面择优取向;钪膜氘化后表面会出现大量孔洞, 氘化后氘化钪(ScD2)晶粒长大,但内部会残留少量未完全氘化反应的晶粒尺寸较小的 ScD0.33/Sc晶粒;氦离子注入对钪及氘化钪的表面形貌没有明显影响, 离子注入的氦将在钪及氘化钪晶格中聚集成泡,导致氦离子注入层中的钪及氘化钪衍射峰向低角度偏移, 并且氦泡的聚集具有择优取向性.
采用XRD, SEM, AFM等详细研究了氘化及氦离子注入对钪膜的表面形貌和相结构的影响. 结果表明,在单晶硅及抛光Mo基片上制备的钪膜均具有(002)晶面择优取向;钪膜氘化后表面会出现大量孔洞, 氘化后氘化钪(ScD2)晶粒长大,但内部会残留少量未完全氘化反应的晶粒尺寸较小的 ScD0.33/Sc晶粒;氦离子注入对钪及氘化钪的表面形貌没有明显影响, 离子注入的氦将在钪及氘化钪晶格中聚集成泡,导致氦离子注入层中的钪及氘化钪衍射峰向低角度偏移, 并且氦泡的聚集具有择优取向性.
研究了两种国产星用VDMOS器件在不同偏置条件下的总剂量辐射损伤效应, 探讨了器件的阈值电压、击穿电压、导通电阻、漏电流等电参数随累积剂量、退火时间的变化关系. 实验结果表明这两种国产星用VDMOS器件辐照后电参数符合技术指标, 满足在复杂空间电离辐射环境下工作的要求.此外, 通过对器件在不同偏置条件下的总剂量辐射损伤效应进行研究, 对其他型号星用VDMOS器件工艺和设计的进一步改进, 具有参考作用.
研究了两种国产星用VDMOS器件在不同偏置条件下的总剂量辐射损伤效应, 探讨了器件的阈值电压、击穿电压、导通电阻、漏电流等电参数随累积剂量、退火时间的变化关系. 实验结果表明这两种国产星用VDMOS器件辐照后电参数符合技术指标, 满足在复杂空间电离辐射环境下工作的要求.此外, 通过对器件在不同偏置条件下的总剂量辐射损伤效应进行研究, 对其他型号星用VDMOS器件工艺和设计的进一步改进, 具有参考作用.
利用磁过滤真空阴极电弧技术制备了sp3键大于80%的四面体非晶碳(ta-C)薄膜, 通过冷阴极离子源产生keV能量的氩离子轰击ta-C薄膜,研究了氩离子轰击能量对ta-C薄膜结构, 内应力以及耐磨性的影响.通过X射线光电子能谱和原子力显微镜研究了氩离子轰击对薄膜结构 与表面形貌的改性,研究表明,氩离子轰击诱导了ta-C薄膜中sp3键向sp2键的转化, 并且随着氩离子轰击能量的增大,薄膜中sp2键的含量逐渐增多, 薄膜内应力随着氩离子轰击能量的增大逐渐减小.氩离子轰击对薄膜的表面形貌有较大影响, 在薄膜表面形成刻蚀坑,并且改变了薄膜的表面粗糙度,随着氩离子轰击能量的增大, 薄膜的表面粗糙度也会逐渐增大.通过摩擦磨损仪的测试结果,氩离子轰击对薄膜的初始摩擦系数影响较大, 但是对薄膜的稳定摩擦系数影响较小,经过氩离子轰击前后的ta-C薄膜的摩擦系数为0.1左右, 并且具有优异的耐磨性.
利用磁过滤真空阴极电弧技术制备了sp3键大于80%的四面体非晶碳(ta-C)薄膜, 通过冷阴极离子源产生keV能量的氩离子轰击ta-C薄膜,研究了氩离子轰击能量对ta-C薄膜结构, 内应力以及耐磨性的影响.通过X射线光电子能谱和原子力显微镜研究了氩离子轰击对薄膜结构 与表面形貌的改性,研究表明,氩离子轰击诱导了ta-C薄膜中sp3键向sp2键的转化, 并且随着氩离子轰击能量的增大,薄膜中sp2键的含量逐渐增多, 薄膜内应力随着氩离子轰击能量的增大逐渐减小.氩离子轰击对薄膜的表面形貌有较大影响, 在薄膜表面形成刻蚀坑,并且改变了薄膜的表面粗糙度,随着氩离子轰击能量的增大, 薄膜的表面粗糙度也会逐渐增大.通过摩擦磨损仪的测试结果,氩离子轰击对薄膜的初始摩擦系数影响较大, 但是对薄膜的稳定摩擦系数影响较小,经过氩离子轰击前后的ta-C薄膜的摩擦系数为0.1左右, 并且具有优异的耐磨性.
采用射频磁控溅射方法,分别在纯Ar和Ar, He混合气氛下制备了多个不同调制周期的Cu/W纳米多层膜. 利用增强质子背散射(EPBS)、扫描电子显微镜(SEM)、X射线衍射(XRD)分别对Cu/W多层膜中He含量、 截面形貌和相结构进行了分析.结果表明:多层膜的界面稳定性是耐氦损伤的前提和保证. 在适当的调制周期下,纳米多层膜能有抑制氦泡成核及长大的能力.
采用射频磁控溅射方法,分别在纯Ar和Ar, He混合气氛下制备了多个不同调制周期的Cu/W纳米多层膜. 利用增强质子背散射(EPBS)、扫描电子显微镜(SEM)、X射线衍射(XRD)分别对Cu/W多层膜中He含量、 截面形貌和相结构进行了分析.结果表明:多层膜的界面稳定性是耐氦损伤的前提和保证. 在适当的调制周期下,纳米多层膜能有抑制氦泡成核及长大的能力.
为了从电子层面揭示钛铝合金高温氧化的物理本质,采用递归法与Castep相结合的方式, 计算了原子埋置能、亲和能、结合能等电子结构参数,探索合金氧化机理.研究表明: 氧在钛中有较大固溶度,氧原子可以在钛表面的基体内聚集,逐步向深层扩散. 氧与钛具备较强的亲和力,能形成钛的氧化膜.钛基体中铝原子间具有相互吸引力, 能形成铝的原子团簇.铝原子团簇中的钛原子间相互排斥与铝形成化合物. 铝、钛与氧的亲和能相近,不易发生铝的优先氧化,而是同时生成钛的氧化物和铝的氧化物. Al2O3比TiO2的结合能略低,因而更加稳定,铝在TiO2中有较大的固溶度, 能替换其中的钛形成更稳定的Al2O3氧化物.
为了从电子层面揭示钛铝合金高温氧化的物理本质,采用递归法与Castep相结合的方式, 计算了原子埋置能、亲和能、结合能等电子结构参数,探索合金氧化机理.研究表明: 氧在钛中有较大固溶度,氧原子可以在钛表面的基体内聚集,逐步向深层扩散. 氧与钛具备较强的亲和力,能形成钛的氧化膜.钛基体中铝原子间具有相互吸引力, 能形成铝的原子团簇.铝原子团簇中的钛原子间相互排斥与铝形成化合物. 铝、钛与氧的亲和能相近,不易发生铝的优先氧化,而是同时生成钛的氧化物和铝的氧化物. Al2O3比TiO2的结合能略低,因而更加稳定,铝在TiO2中有较大的固溶度, 能替换其中的钛形成更稳定的Al2O3氧化物.
采用基于密度泛函理论平面波赝势方法, 对纤锌矿BeO掺Cd的Be1-xCdxO合金进行电子结构与能带特性研究. 结果表明: Be1-xCdxO的价带顶始终由O 2p电子态决定, 而导带底由Be 2s和Cd 5s的电子态决定.随着Be1-xCdxO合金的Cd掺杂量增加, Cd 4d与O 2p的排斥效应逐渐加强, 同时Be1-xCdxO的带隙逐渐变小, 出现直接间接直接的带隙转变. 为了使理论值与实验值相一致, 对Be1-xCdxO带隙进行修正, 并分析了纤锌矿BeO-ZnO-CdO三元合金的带隙和弯曲系数与晶格常数的关系.
采用基于密度泛函理论平面波赝势方法, 对纤锌矿BeO掺Cd的Be1-xCdxO合金进行电子结构与能带特性研究. 结果表明: Be1-xCdxO的价带顶始终由O 2p电子态决定, 而导带底由Be 2s和Cd 5s的电子态决定.随着Be1-xCdxO合金的Cd掺杂量增加, Cd 4d与O 2p的排斥效应逐渐加强, 同时Be1-xCdxO的带隙逐渐变小, 出现直接间接直接的带隙转变. 为了使理论值与实验值相一致, 对Be1-xCdxO带隙进行修正, 并分析了纤锌矿BeO-ZnO-CdO三元合金的带隙和弯曲系数与晶格常数的关系.
用离散的非线性薛定谔的递推关系研究了非线性强度任意二聚的非线性链的透射性质. 结果表明该链存在一个共振透射态,共振态的能量为非线性强度与入射波振幅模平方的乘积; 取出射波振幅为定值和取入射波振幅模为定值来计算透射系数,其结果在非共振态有明显的差别: 取出射波振幅为定值时电子的透射随能量为单值函数,而取入射波振幅模为定值时电子的透射呈现多稳态. 并指出只有取入射波振幅模为定值时才能真正反映非线性强度对电子透射性质的影响.
用离散的非线性薛定谔的递推关系研究了非线性强度任意二聚的非线性链的透射性质. 结果表明该链存在一个共振透射态,共振态的能量为非线性强度与入射波振幅模平方的乘积; 取出射波振幅为定值和取入射波振幅模为定值来计算透射系数,其结果在非共振态有明显的差别: 取出射波振幅为定值时电子的透射随能量为单值函数,而取入射波振幅模为定值时电子的透射呈现多稳态. 并指出只有取入射波振幅模为定值时才能真正反映非线性强度对电子透射性质的影响.
采用基于密度泛函理论(density functional theory)基础上的第一性原理赝势平面波方法, 计算研究了MgS晶体B2构型在不同压强下的几何结构、弹性性质、电子结构和光学性质. 计算结果表明, 在高压作用下, 该结构的导带能级有向高能级移动的趋势, 而价带能级有向低能级移动的趋势. 同时, 对照态密度分布图及高压下能级的移动情况, 分析了MgS B2构型在高压作用下的光学性质, 发现高压作用下, 吸收光谱发生了明显的蓝移.
采用基于密度泛函理论(density functional theory)基础上的第一性原理赝势平面波方法, 计算研究了MgS晶体B2构型在不同压强下的几何结构、弹性性质、电子结构和光学性质. 计算结果表明, 在高压作用下, 该结构的导带能级有向高能级移动的趋势, 而价带能级有向低能级移动的趋势. 同时, 对照态密度分布图及高压下能级的移动情况, 分析了MgS B2构型在高压作用下的光学性质, 发现高压作用下, 吸收光谱发生了明显的蓝移.
基于器件物理分析方法,结合高场迁移率、肖特基栅势垒降低、势垒隧穿等物理模型, 分析了改进型异质栅结构对深亚微米栅长碳化硅肖特基栅场效应晶体管沟道电势、 夹断电压以及栅下电场分布的影响.通过与传统栅结构器件特性的对比表明, 异质栅结构在碳化硅肖特基栅场效应晶体管的沟道电势中引入了多阶梯分布,加强了近源端电场; 另一方面,相比于双栅器件,改进型异质栅器件沟道最大电势的位置远离源端, 因此载流子在沟道中加速更快,在一定程度上屏蔽了漏压引起的电势变化,更好抑制了短沟道效应. 此外,研究了不同结构参数的异质栅对短沟道器件特性的影响,获得了优化的设计方案, 减小了器件的亚阈值倾斜因子.为发挥碳化硅器件在大功率应用中的优势,设计了非对称异质栅结构, 改善了栅电极边缘的电场分布,提高了小栅长器件的耐压.
基于器件物理分析方法,结合高场迁移率、肖特基栅势垒降低、势垒隧穿等物理模型, 分析了改进型异质栅结构对深亚微米栅长碳化硅肖特基栅场效应晶体管沟道电势、 夹断电压以及栅下电场分布的影响.通过与传统栅结构器件特性的对比表明, 异质栅结构在碳化硅肖特基栅场效应晶体管的沟道电势中引入了多阶梯分布,加强了近源端电场; 另一方面,相比于双栅器件,改进型异质栅器件沟道最大电势的位置远离源端, 因此载流子在沟道中加速更快,在一定程度上屏蔽了漏压引起的电势变化,更好抑制了短沟道效应. 此外,研究了不同结构参数的异质栅对短沟道器件特性的影响,获得了优化的设计方案, 减小了器件的亚阈值倾斜因子.为发挥碳化硅器件在大功率应用中的优势,设计了非对称异质栅结构, 改善了栅电极边缘的电场分布,提高了小栅长器件的耐压.
利用时域有限差分方法研究了强光场下石墨烯场效应管中栅极电势对电子隧穿的影响. 在强光场下由于光学stark效应,石墨烯场效应管的完美手征透射被抑制.这种抑制除了 可以利用光场来调控外,也可以通过改变栅极电势的宽度、势垒高度等来调控. 研究了非方势垒中电子的隧穿. 研究发现,当电势的倾斜较小时,电子隧穿概率变化不大.而当电势倾斜很大时,电子隧穿概率急剧改变.
利用时域有限差分方法研究了强光场下石墨烯场效应管中栅极电势对电子隧穿的影响. 在强光场下由于光学stark效应,石墨烯场效应管的完美手征透射被抑制.这种抑制除了 可以利用光场来调控外,也可以通过改变栅极电势的宽度、势垒高度等来调控. 研究了非方势垒中电子的隧穿. 研究发现,当电势的倾斜较小时,电子隧穿概率变化不大.而当电势倾斜很大时,电子隧穿概率急剧改变.
本文利用半经典的自旋密度矩阵方法对二维自旋轨道耦合电子气中持续自旋螺旋态的稳定性进行了一些研究, 重点研究了自旋螺旋态的寿命与其波矢、载流子迁移率、温度、自旋轨道耦合强度、外电场强度等因素之间的关系, 并将部分理论计算结果与最近的一些相关实验结果进行了比较,发现两者之间大致是符合的.
本文利用半经典的自旋密度矩阵方法对二维自旋轨道耦合电子气中持续自旋螺旋态的稳定性进行了一些研究, 重点研究了自旋螺旋态的寿命与其波矢、载流子迁移率、温度、自旋轨道耦合强度、外电场强度等因素之间的关系, 并将部分理论计算结果与最近的一些相关实验结果进行了比较,发现两者之间大致是符合的.
本文提出了一个新型的SOI埋层结构SOANN (silicon on aluminum nitride with nothing),用AlN代替传统的SiO2材料,并在SOI埋氧化层中引入空洞散热通道. 分析了新结构SOI器件的自加热效应.研究结果表明:用AlN做为SOI埋氧化层的材料, 降低了晶格温度,有效抑制了自加热效应.埋氧化层中的空洞,可以进一步提供散热通道, 使埋氧化层的介电常数下降,减小了电力线从漏端通过埋氧到源端的耦合, 有效抑制了漏致势垒降低DIBL(drain Induced barrier lowering)效应.因此,本文提出的新型SOANN结构可以提高SOI器件的整体性能,具有优良的可靠性.
本文提出了一个新型的SOI埋层结构SOANN (silicon on aluminum nitride with nothing),用AlN代替传统的SiO2材料,并在SOI埋氧化层中引入空洞散热通道. 分析了新结构SOI器件的自加热效应.研究结果表明:用AlN做为SOI埋氧化层的材料, 降低了晶格温度,有效抑制了自加热效应.埋氧化层中的空洞,可以进一步提供散热通道, 使埋氧化层的介电常数下降,减小了电力线从漏端通过埋氧到源端的耦合, 有效抑制了漏致势垒降低DIBL(drain Induced barrier lowering)效应.因此,本文提出的新型SOANN结构可以提高SOI器件的整体性能,具有优良的可靠性.
本文通过恒定应力加速实验对GaN微波单片集成电路中SiN介质MIM电容的可靠性进行了评估, 研究了高场下MIM电容的两种失效模式、临界介质击穿电荷密度以及平均失效前时间. 通过不同温度下介质电容的导电特性求解了介质内的缺陷能级.重点分析了SiN介质MIM电容的退化机理, 研究认为高应力下介质内产生新的施主型缺陷,并占据主导地位,其缺陷能级逐渐向深能级转移; 缺陷的持续增加加剧了介质内载流子的散射,导致应力后期泄漏电流降低. SiN介质MIM电容退化机理的研究为加固介质电容提供了依据.
本文通过恒定应力加速实验对GaN微波单片集成电路中SiN介质MIM电容的可靠性进行了评估, 研究了高场下MIM电容的两种失效模式、临界介质击穿电荷密度以及平均失效前时间. 通过不同温度下介质电容的导电特性求解了介质内的缺陷能级.重点分析了SiN介质MIM电容的退化机理, 研究认为高应力下介质内产生新的施主型缺陷,并占据主导地位,其缺陷能级逐渐向深能级转移; 缺陷的持续增加加剧了介质内载流子的散射,导致应力后期泄漏电流降低. SiN介质MIM电容退化机理的研究为加固介质电容提供了依据.
利用麦克斯韦方程组,用球矢量波函数展开了长椭球坐标系中的电磁场分量; 根据拓扑绝缘体的本构关系,修正了椭球内外的电磁场;利用拓扑绝缘体的边界条件, 推导了散射系数和散射电磁场.模拟结果表明:当时间反演对称打破时,拓扑磁电参数对散射截面有明显影响.
利用麦克斯韦方程组,用球矢量波函数展开了长椭球坐标系中的电磁场分量; 根据拓扑绝缘体的本构关系,修正了椭球内外的电磁场;利用拓扑绝缘体的边界条件, 推导了散射系数和散射电磁场.模拟结果表明:当时间反演对称打破时,拓扑磁电参数对散射截面有明显影响.
本文对比研究了超导材料磁测量中的SQUID法和Campbell法; 并用高压PIT法制备的超导材料MgB2作为测量样品,用两种方法,测量了超导样品的临界电流密度, 分别得到了样品的Jc-B关系曲线; SQUID法测量样品的外磁场可以达到6 T, 此时材料已经处于失超状态,此方法测得的结果是样品各个小区域结果的平均值, SQUID还可以用来进一步标度材料的钉扎力行为,研究材料磁特性. Campbell法测量只能测量到外磁场强度为0.4 T,外磁场的交流部分的频率可以达到800 Hz, 用这种测量方法得到的是整块样品的电流,由于测量计及材料内部微观结构缺陷等影响电流传输因素, 所测结果小于直流磁化法,但更切近材料实际电流,能用来深入研究材料内部结构差别对材料电性能的影响.
本文对比研究了超导材料磁测量中的SQUID法和Campbell法; 并用高压PIT法制备的超导材料MgB2作为测量样品,用两种方法,测量了超导样品的临界电流密度, 分别得到了样品的Jc-B关系曲线; SQUID法测量样品的外磁场可以达到6 T, 此时材料已经处于失超状态,此方法测得的结果是样品各个小区域结果的平均值, SQUID还可以用来进一步标度材料的钉扎力行为,研究材料磁特性. Campbell法测量只能测量到外磁场强度为0.4 T,外磁场的交流部分的频率可以达到800 Hz, 用这种测量方法得到的是整块样品的电流,由于测量计及材料内部微观结构缺陷等影响电流传输因素, 所测结果小于直流磁化法,但更切近材料实际电流,能用来深入研究材料内部结构差别对材料电性能的影响.
采用快速液相烧结法制备BiFeO3和Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3 (x= 0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)陶瓷样品,研究Gd, Co共掺杂对BiFeO3微观结构, 介电性能和铁磁性的影响. X射线衍射谱表明:所有样品的主衍射峰与纯相BiFeO3相符合且 具有良好的晶体结构,随着Co3+掺杂量x的增大, Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3样品的主衍射峰(104)与(110)逐渐相互重叠, 当x大于0.1时, 样品呈现正方晶系结构; J-V特性显示Gd3+, Co3+共掺杂有效地降低BiFeO3陶瓷的漏导电流,其降低幅度为1-2个数量级; 当f=103 Hz时, Bi0.95Gd0.05Fe0.8Co0.2O3的介电常数是BiFeO3的6倍, 而Bi0.95Gd0.05Fe0.95Co0.05O3和 Bi0.95Gd0.05Fe0.85Co0.15O3样品的介电损耗最小,均为0.01.室温下, Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3样品磁性与BiFeO3相比显著增强. 在磁场为30 kOe的作用下,Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3 (x= 0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)的剩余磁化强度Mr分别是BiFeO3的34, 60, 105, 103, 180倍.样品磁性增强的主要原因是Gd, Co掺杂使BiFeO3的晶格结构发生变化导致BiFeO3自身储存的磁性能被释放, Gd3+的4f电子与Fe3+或Co3+的3d电子自旋相互作用及样品中存在局域的 Fe-O-Co磁耦合三者共同作用的结果.
采用快速液相烧结法制备BiFeO3和Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3 (x= 0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)陶瓷样品,研究Gd, Co共掺杂对BiFeO3微观结构, 介电性能和铁磁性的影响. X射线衍射谱表明:所有样品的主衍射峰与纯相BiFeO3相符合且 具有良好的晶体结构,随着Co3+掺杂量x的增大, Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3样品的主衍射峰(104)与(110)逐渐相互重叠, 当x大于0.1时, 样品呈现正方晶系结构; J-V特性显示Gd3+, Co3+共掺杂有效地降低BiFeO3陶瓷的漏导电流,其降低幅度为1-2个数量级; 当f=103 Hz时, Bi0.95Gd0.05Fe0.8Co0.2O3的介电常数是BiFeO3的6倍, 而Bi0.95Gd0.05Fe0.95Co0.05O3和 Bi0.95Gd0.05Fe0.85Co0.15O3样品的介电损耗最小,均为0.01.室温下, Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3样品磁性与BiFeO3相比显著增强. 在磁场为30 kOe的作用下,Bi0.95Gd0.05Fe1-xCoxO3 (x= 0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)的剩余磁化强度Mr分别是BiFeO3的34, 60, 105, 103, 180倍.样品磁性增强的主要原因是Gd, Co掺杂使BiFeO3的晶格结构发生变化导致BiFeO3自身储存的磁性能被释放, Gd3+的4f电子与Fe3+或Co3+的3d电子自旋相互作用及样品中存在局域的 Fe-O-Co磁耦合三者共同作用的结果.
通过由激光诱导的Λ进程,很多分子磁性体系中涉及的退磁、 自旋翻转或自旋转移过程在理论上得以实现.本文针对具有线性构型的磁性分子离子, 应用量子化学从头计算与自编程序相结合的方法,实现了具有线性构型的双磁性中心分子体系 [Fe-O-Co]+中基于Λ进程的超快自旋转移,且电子占据的转移率达到90%以上. 本文的理论研究结果表明,采用改变磁场方向的方法来增强体系的磁晶各向异性, 可以避免为提高自旋转移能力而额外增加桥接原子在实际应用中的复杂性, 同时也可明显提高电子占据的转移率.
通过由激光诱导的Λ进程,很多分子磁性体系中涉及的退磁、 自旋翻转或自旋转移过程在理论上得以实现.本文针对具有线性构型的磁性分子离子, 应用量子化学从头计算与自编程序相结合的方法,实现了具有线性构型的双磁性中心分子体系 [Fe-O-Co]+中基于Λ进程的超快自旋转移,且电子占据的转移率达到90%以上. 本文的理论研究结果表明,采用改变磁场方向的方法来增强体系的磁晶各向异性, 可以避免为提高自旋转移能力而额外增加桥接原子在实际应用中的复杂性, 同时也可明显提高电子占据的转移率.
介电弥散和介电隔离率的温度非线性关系是弛豫铁电体的主要特征. 通过对掺杂成分以线性梯度递减的核壳结构进行热力学函数分析, 认为核壳结构能够在低温区保持较高的介电常数, 但不能导致介电隔离率与温度的非线性关系. 通过对不同浓度掺杂的铁电体扩散相变的比较, 认为掺杂浓度会影响晶粒掺杂成分的不均匀性, 在较宽的分布条件下会导致介电隔离率与温度的非线性关系. 因而在介电常数的峰值温度区域, 顺电相与铁电相的晶粒共存. 温度变化会影响两相比例及铁电畴的变化, 从而导致弛豫铁电体的介电弥散性. 核壳结构会增大介电弥散性. 铁电陶瓷的掺杂物种类、掺杂物浓度和烧结温度均会影响核壳结构的成分不均匀性和介电弥散性.
介电弥散和介电隔离率的温度非线性关系是弛豫铁电体的主要特征. 通过对掺杂成分以线性梯度递减的核壳结构进行热力学函数分析, 认为核壳结构能够在低温区保持较高的介电常数, 但不能导致介电隔离率与温度的非线性关系. 通过对不同浓度掺杂的铁电体扩散相变的比较, 认为掺杂浓度会影响晶粒掺杂成分的不均匀性, 在较宽的分布条件下会导致介电隔离率与温度的非线性关系. 因而在介电常数的峰值温度区域, 顺电相与铁电相的晶粒共存. 温度变化会影响两相比例及铁电畴的变化, 从而导致弛豫铁电体的介电弥散性. 核壳结构会增大介电弥散性. 铁电陶瓷的掺杂物种类、掺杂物浓度和烧结温度均会影响核壳结构的成分不均匀性和介电弥散性.
采用坩埚下降法生长了Yb: CaF2-SrF2晶体,测试了该晶体的吸收和荧光光谱 以及在不同温度下晶体的热扩散系数和热膨胀系数,并且计算了晶体的热膨胀系数以及在常温下的热导率. 采用对比的方法,对晶体的吸收光谱,荧光光谱,热学性能进行了分析.从吸收和荧光光谱结果表明: 在掺杂相对较高浓度的SrF2的混晶中, Yb3+吸收截面和发射截面比较大. Yb: CaF2-SrF2 (19%)晶体在1040 nm附近的发射截面比较大,光谱也比较宽. 这说明在掺杂相同浓度Yb时,混晶中CaF2, SrF2的比例不同,晶体的光谱性质不同, 主要原因是在混晶中晶体的无序度不同,晶体对称性降低,形成低对称光学中心. 从热扩散系数计算的热导率结果看出晶体具有比较好的热导率.
采用坩埚下降法生长了Yb: CaF2-SrF2晶体,测试了该晶体的吸收和荧光光谱 以及在不同温度下晶体的热扩散系数和热膨胀系数,并且计算了晶体的热膨胀系数以及在常温下的热导率. 采用对比的方法,对晶体的吸收光谱,荧光光谱,热学性能进行了分析.从吸收和荧光光谱结果表明: 在掺杂相对较高浓度的SrF2的混晶中, Yb3+吸收截面和发射截面比较大. Yb: CaF2-SrF2 (19%)晶体在1040 nm附近的发射截面比较大,光谱也比较宽. 这说明在掺杂相同浓度Yb时,混晶中CaF2, SrF2的比例不同,晶体的光谱性质不同, 主要原因是在混晶中晶体的无序度不同,晶体对称性降低,形成低对称光学中心. 从热扩散系数计算的热导率结果看出晶体具有比较好的热导率.
本文利用时间分辨光谱技术,系统研究了飞秒激光诱导YMnO3薄膜中Mn3+离子3d轨道跃迁的 载流子动力学过程.当抽运光子能量为1.7 eV,对应于Mn3+离子的3d轨道跃迁, 抽运-探测零延迟时间处的透射率变化随着温度的降低逐渐减小. 这起源于低温下短程反铁磁有序诱导Mn3+离子dd能级发生蓝移. 载流子弛豫过程由快、慢两个过程组成,分别对应于电子-声子相互作用和自旋-声子相互作用. 实验发现,当温度低于80 K,电子-声子热化时间显著增加,表明低温下电子-声子的 耦合强度受长程反铁磁有序的影响.
本文利用时间分辨光谱技术,系统研究了飞秒激光诱导YMnO3薄膜中Mn3+离子3d轨道跃迁的 载流子动力学过程.当抽运光子能量为1.7 eV,对应于Mn3+离子的3d轨道跃迁, 抽运-探测零延迟时间处的透射率变化随着温度的降低逐渐减小. 这起源于低温下短程反铁磁有序诱导Mn3+离子dd能级发生蓝移. 载流子弛豫过程由快、慢两个过程组成,分别对应于电子-声子相互作用和自旋-声子相互作用. 实验发现,当温度低于80 K,电子-声子热化时间显著增加,表明低温下电子-声子的 耦合强度受长程反铁磁有序的影响.
为了研究二极管爆炸电子发射初始阶段阴极表面复杂的物理现象及规律, 建立了由场致电子发射阴极构成的一维平板真空二极管物理模型,通过自行编程数值求解泊松方程, 考虑了发射出的电子对阴极表面电场的非线性影响,自洽模拟得到了阴极表面电场随时间的变化情况. 模拟结果表明,爆炸电子发射初期,阴极表面电场随时间的增加而呈现出不断振荡的规律, 且振荡幅度越来越小,最终到达一个稳态的值,二极管两极板之间的外加电场越大, 阴极表面稳态电场的绝对值越大;电场增强系数越大,阴极表面稳态电场的绝对值越大. 在整个时间演变过程中,阴极表面的实际电场强度决定着阴极发射的电流密度大小, 反过来阴极发射的电流密度又会影响到阴极表面的电场.
为了研究二极管爆炸电子发射初始阶段阴极表面复杂的物理现象及规律, 建立了由场致电子发射阴极构成的一维平板真空二极管物理模型,通过自行编程数值求解泊松方程, 考虑了发射出的电子对阴极表面电场的非线性影响,自洽模拟得到了阴极表面电场随时间的变化情况. 模拟结果表明,爆炸电子发射初期,阴极表面电场随时间的增加而呈现出不断振荡的规律, 且振荡幅度越来越小,最终到达一个稳态的值,二极管两极板之间的外加电场越大, 阴极表面稳态电场的绝对值越大;电场增强系数越大,阴极表面稳态电场的绝对值越大. 在整个时间演变过程中,阴极表面的实际电场强度决定着阴极发射的电流密度大小, 反过来阴极发射的电流密度又会影响到阴极表面的电场.
基于安德森紧束缚模型,本文研究了无序双层六角氮化硼量子薄膜的电子性质. 数值计算结果表明在双层都无序掺杂的情况下,六角氮化硼量子薄膜的电子是局域的, 其表现为绝缘体性质;而对于单层掺杂(无论是氮原子还是硼原子)的双层六角氮化硼量子薄膜, 在能谱的带尾出现了持续的迁移率边.这就说明在单层掺杂的双层六角氮化硼量子薄膜中产生了 金属绝缘体转变.这一结果证实了有序-无序分区掺杂的理论模型,为理解及调控双层六角氮化硼量子薄膜 的电子性质提供了有益的理论指导.
基于安德森紧束缚模型,本文研究了无序双层六角氮化硼量子薄膜的电子性质. 数值计算结果表明在双层都无序掺杂的情况下,六角氮化硼量子薄膜的电子是局域的, 其表现为绝缘体性质;而对于单层掺杂(无论是氮原子还是硼原子)的双层六角氮化硼量子薄膜, 在能谱的带尾出现了持续的迁移率边.这就说明在单层掺杂的双层六角氮化硼量子薄膜中产生了 金属绝缘体转变.这一结果证实了有序-无序分区掺杂的理论模型,为理解及调控双层六角氮化硼量子薄膜 的电子性质提供了有益的理论指导.
通过研究Curnow等效电路模型,得到进行单腔计算的矩阵方程,进而获得线路场方程, 结合运动方程和空间电荷场方程,从而推导出耦合腔行波管一维注波互作用非线性理论模型. 该理论能计算任意的切断、跳变、渐变等结构以及多信号模拟.利用该理论编制的软件计算了 59 GHz64 GHz耦合腔行波管AM-PM相位失真,三阶互调以及五阶互调分量. 同时模拟得到了59 GHz64 GHz带内饱和输出功率分布,理论结果与热测结果误差在5%以内.
通过研究Curnow等效电路模型,得到进行单腔计算的矩阵方程,进而获得线路场方程, 结合运动方程和空间电荷场方程,从而推导出耦合腔行波管一维注波互作用非线性理论模型. 该理论能计算任意的切断、跳变、渐变等结构以及多信号模拟.利用该理论编制的软件计算了 59 GHz64 GHz耦合腔行波管AM-PM相位失真,三阶互调以及五阶互调分量. 同时模拟得到了59 GHz64 GHz带内饱和输出功率分布,理论结果与热测结果误差在5%以内.
采用交错双栅结构,结合带状电子注,研究了一种工作在140 GHz频段的大功率行波管. 本振模数值计算表明该结构具有良好的色散特性和耦合阻抗.针对所采用的慢波结构, 提出了慢波过渡结构、输入输出耦合器和集中衰减器,保证了行波管的良好工作. 利用三维大信号模拟计算的方法得到的结果显示,当电子注直流功率为5.115 kW,输入信号功率为0.1 W时, 所研究的行波管能在132152 GHz范围内提供大于300 W的峰值功率,其中在138 GHz时得到最大功率546 W, 对应增益为37.37 dB.当在0.0270.46 W内调节输入信号功率,可以保持该行波管在128152 GHz 频带内得到大于440 W的峰值功率,对应的电子效率大于8.6%. 结果显示该行波管将在大功率短毫米波领域具有重要意义和潜在应用价值.
采用交错双栅结构,结合带状电子注,研究了一种工作在140 GHz频段的大功率行波管. 本振模数值计算表明该结构具有良好的色散特性和耦合阻抗.针对所采用的慢波结构, 提出了慢波过渡结构、输入输出耦合器和集中衰减器,保证了行波管的良好工作. 利用三维大信号模拟计算的方法得到的结果显示,当电子注直流功率为5.115 kW,输入信号功率为0.1 W时, 所研究的行波管能在132152 GHz范围内提供大于300 W的峰值功率,其中在138 GHz时得到最大功率546 W, 对应增益为37.37 dB.当在0.0270.46 W内调节输入信号功率,可以保持该行波管在128152 GHz 频带内得到大于440 W的峰值功率,对应的电子效率大于8.6%. 结果显示该行波管将在大功率短毫米波领域具有重要意义和潜在应用价值.
本文利用色转换方法,将高效的蓝色柔性有机电致发光器件(flexible organic light emitting devices, FOLEDs)与色转换材料(color conversion material, CCM)相结合,制备了柔性白色有机电致发光器件(white organic light emitting devices, WOLEDs).首先利用2, 3, 5, 6-Tetrafluoro-7, 7, 8, 8-tetracyano-quinodimethane (F4-TCNQ)和4, 4', 4'-tris-(N-3-methylphenyl-N-phenylamino) tripheny-lamine (m-MTDATA)组成的多量子阱(multiple quantum well, MQW)结构作为空穴注入层(hole injection layer, HIL)结合新型蓝光材料N6, N6, N12, N12-tetrap-tolylchrysene-6, 12-diamine (NCA)制备出高效的蓝光FOLEDs,然后将其与色转换材料4-(dicyanomethylene)-2-tert-butyl-6-(1,1,7,7-tetramethyljulolidyl-9-enyl)-4H-pyran (DCJTB) 结合,通过沉积不同厚度的CCM来优化白光器件的发光光谱,获得了色稳定性较高的白光. 实验结果表明:在驱动电压为7 V, DCJTB的厚度为120 nm时得到较接近白光等能点的色坐标 (0.33, 0.27),且当驱动电压由6 V升至11 V 时,器件的色坐标变化仅为(±0.02, ±0.02), 表现出高色稳定性.
本文利用色转换方法,将高效的蓝色柔性有机电致发光器件(flexible organic light emitting devices, FOLEDs)与色转换材料(color conversion material, CCM)相结合,制备了柔性白色有机电致发光器件(white organic light emitting devices, WOLEDs).首先利用2, 3, 5, 6-Tetrafluoro-7, 7, 8, 8-tetracyano-quinodimethane (F4-TCNQ)和4, 4', 4'-tris-(N-3-methylphenyl-N-phenylamino) tripheny-lamine (m-MTDATA)组成的多量子阱(multiple quantum well, MQW)结构作为空穴注入层(hole injection layer, HIL)结合新型蓝光材料N6, N6, N12, N12-tetrap-tolylchrysene-6, 12-diamine (NCA)制备出高效的蓝光FOLEDs,然后将其与色转换材料4-(dicyanomethylene)-2-tert-butyl-6-(1,1,7,7-tetramethyljulolidyl-9-enyl)-4H-pyran (DCJTB) 结合,通过沉积不同厚度的CCM来优化白光器件的发光光谱,获得了色稳定性较高的白光. 实验结果表明:在驱动电压为7 V, DCJTB的厚度为120 nm时得到较接近白光等能点的色坐标 (0.33, 0.27),且当驱动电压由6 V升至11 V 时,器件的色坐标变化仅为(±0.02, ±0.02), 表现出高色稳定性.
InGaN/GaN基阱垒结构LED当注入的电流密度较大时, LED的量子效率随注入电流密度增大而下降, 即droop效应.本文在Si (111)衬底上生长了 InGaN/GaN 基蓝光多量子阱结构的LED,通过将实验测量的光电性能曲线与利用ABC模型模拟的结果进行对比, 探讨了droop效应的成因.结果显示:温度下降会阻碍电流扩展和降低空穴浓度, 电子在阱中分布会越来越不平衡,阱中局部区域中因填充了势能越来越高的电子而溢出阱外, 从而使droop效应随着温度的降低在更小的电流密度下出现且更为严重, 不同温度下实验值与俄歇复合模型模拟的结果在高注入时趋势相反.这此结果表明,引起 droop效应的主因不是俄歇非辐射复合而是电子溢出,电子溢出的本质原因是载流子在阱中分布不均衡.
InGaN/GaN基阱垒结构LED当注入的电流密度较大时, LED的量子效率随注入电流密度增大而下降, 即droop效应.本文在Si (111)衬底上生长了 InGaN/GaN 基蓝光多量子阱结构的LED,通过将实验测量的光电性能曲线与利用ABC模型模拟的结果进行对比, 探讨了droop效应的成因.结果显示:温度下降会阻碍电流扩展和降低空穴浓度, 电子在阱中分布会越来越不平衡,阱中局部区域中因填充了势能越来越高的电子而溢出阱外, 从而使droop效应随着温度的降低在更小的电流密度下出现且更为严重, 不同温度下实验值与俄歇复合模型模拟的结果在高注入时趋势相反.这此结果表明,引起 droop效应的主因不是俄歇非辐射复合而是电子溢出,电子溢出的本质原因是载流子在阱中分布不均衡.
采用软件理论分析的方法对渐变型量子阱垒层厚度的InGaN双波长发光二极(LED)的载流子浓度分布、 能带结构、自发发射谱、内量子效率、发光功率及溢出电子流等进行研究.分析结果表明, 增大量子阱垒层厚度会影响空穴在各量子阱的注入情况, 对双波长LED各量子阱中空穴浓度分布的 均衡性及双波长发光光谱的调控起到一定作用,但会导致内量子效率严重下降; 而当以特定的方式从n电极到p电极方向递减渐变量子阱垒层厚度时, 活性层量子阱的溢出电子流 得到有效的控制, 双发光峰强度达到基本一致, 同时芯片的内量子效率下降得到了有效控制, 且具备大驱动电流下较好的发光特性.
采用软件理论分析的方法对渐变型量子阱垒层厚度的InGaN双波长发光二极(LED)的载流子浓度分布、 能带结构、自发发射谱、内量子效率、发光功率及溢出电子流等进行研究.分析结果表明, 增大量子阱垒层厚度会影响空穴在各量子阱的注入情况, 对双波长LED各量子阱中空穴浓度分布的 均衡性及双波长发光光谱的调控起到一定作用,但会导致内量子效率严重下降; 而当以特定的方式从n电极到p电极方向递减渐变量子阱垒层厚度时, 活性层量子阱的溢出电子流 得到有效的控制, 双发光峰强度达到基本一致, 同时芯片的内量子效率下降得到了有效控制, 且具备大驱动电流下较好的发光特性.
本文以一维均匀环为基础, 通过添加有限数量的长程连接构造出了一维有限能量约束下的空间网络, 环上任意节点i与j之间存在一条长程连接的概率满足pij dij- ( 0),其中dij为节点与j之间的网格距离, 并且所有长程连接长度总和受到总能量=cN(c 0)的约束, N为网络节点总数.通过研究该空间网络上的随机游走过程,存在最优幂指数0 使得陷阱问题的平均首达时间最短.进一步研究发现,平均首达时间与网络规模N之间存在着幂律关系, 随着网络规模N和总能量的增加,最优幂指数0单调增加,并趋近最优值1.5.
本文以一维均匀环为基础, 通过添加有限数量的长程连接构造出了一维有限能量约束下的空间网络, 环上任意节点i与j之间存在一条长程连接的概率满足pij dij- ( 0),其中dij为节点与j之间的网格距离, 并且所有长程连接长度总和受到总能量=cN(c 0)的约束, N为网络节点总数.通过研究该空间网络上的随机游走过程,存在最优幂指数0 使得陷阱问题的平均首达时间最短.进一步研究发现,平均首达时间与网络规模N之间存在着幂律关系, 随着网络规模N和总能量的增加,最优幂指数0单调增加,并趋近最优值1.5.
中子星内部的致密电子是高度简并的相对论气体, 其输运性质与中子星磁或热的观测现象密切相关, 被认为是中子星磁场的主要载体. 外磁场中电子的朗道能级是分立的且高度简并的, 与无外场时的能量差决定 了系统的磁化程度, 用量子统计的方法可计算理想相对论电子气体的磁化率. 结果表明弱场条件下的磁化率在数量级上接近白矮星的10-3. 强磁场下的磁化呈现出类似在某些低温金属中出现的de Haas-van Alphen 震荡效应, 高次谐频的震荡幅度有可能超出临界磁化时的磁化率. 表明中子星内部有可能存在非稳定的磁化过程, 发生类似气液转化的一级相变过程, 出现两种磁化共存的稳定态或过冷磁化的亚稳态(若不同磁化态间存在表面能). 从亚稳态向稳定态的突然转化可能与磁星的辐射有关, 可以解释在磁星巨闪过程中观测到的额外辐射问题.
中子星内部的致密电子是高度简并的相对论气体, 其输运性质与中子星磁或热的观测现象密切相关, 被认为是中子星磁场的主要载体. 外磁场中电子的朗道能级是分立的且高度简并的, 与无外场时的能量差决定 了系统的磁化程度, 用量子统计的方法可计算理想相对论电子气体的磁化率. 结果表明弱场条件下的磁化率在数量级上接近白矮星的10-3. 强磁场下的磁化呈现出类似在某些低温金属中出现的de Haas-van Alphen 震荡效应, 高次谐频的震荡幅度有可能超出临界磁化时的磁化率. 表明中子星内部有可能存在非稳定的磁化过程, 发生类似气液转化的一级相变过程, 出现两种磁化共存的稳定态或过冷磁化的亚稳态(若不同磁化态间存在表面能). 从亚稳态向稳定态的突然转化可能与磁星的辐射有关, 可以解释在磁星巨闪过程中观测到的额外辐射问题.