为了增加实际网络系统连接增益、减少网络连接成本, 提出了一种基于网络效率和平均连接度的网络拓扑连接优化控制方法, 该方法利用网络效率来表征网络连接收益、用网络平均连接度来表征网络连接成本, 并提出了其计算优化算法, 该算法的时间复杂性为O(Mpn2). 实验分析表明, 可以采取一定的方式对实际复杂网络拓扑连接进行优化控制, 小世界和无标度网络均存在一个最佳的网络平均度值能够使网络连接增益达到最大.
为了增加实际网络系统连接增益、减少网络连接成本, 提出了一种基于网络效率和平均连接度的网络拓扑连接优化控制方法, 该方法利用网络效率来表征网络连接收益、用网络平均连接度来表征网络连接成本, 并提出了其计算优化算法, 该算法的时间复杂性为O(Mpn2). 实验分析表明, 可以采取一定的方式对实际复杂网络拓扑连接进行优化控制, 小世界和无标度网络均存在一个最佳的网络平均度值能够使网络连接增益达到最大.
论文根据ZnMgO/ZnO异质结构二维电子气的能带结构及相关理论模型, 采用一维Poisson-Schrodinger方程的自洽求解, 模拟计算了ZnMgO/ZnO异质结构中二维电子气的分布及其对ZnMgO势垒层厚度及Mg组分的依赖关系. 研究发现该异质结构中ZnMgO势垒层厚度存在一最小临界值: 当垒层厚度小于该临界值时, 二维电子气消失, 当垒层厚度大于该临界值时, 其二维电子气密度随着该垒层厚度的增加而增大; 同时研究发现ZnMgO势垒层中Mg组分的增加将显著增强其二维电子气的行为, 导致二维电子气密度的明显增大; 论文对模拟计算获得的结果与相关文献报道的实验结果进行了比较, 并从极化效应和能带结构的角度进行了分析和讨论, 给出了合理的解释.
论文根据ZnMgO/ZnO异质结构二维电子气的能带结构及相关理论模型, 采用一维Poisson-Schrodinger方程的自洽求解, 模拟计算了ZnMgO/ZnO异质结构中二维电子气的分布及其对ZnMgO势垒层厚度及Mg组分的依赖关系. 研究发现该异质结构中ZnMgO势垒层厚度存在一最小临界值: 当垒层厚度小于该临界值时, 二维电子气消失, 当垒层厚度大于该临界值时, 其二维电子气密度随着该垒层厚度的增加而增大; 同时研究发现ZnMgO势垒层中Mg组分的增加将显著增强其二维电子气的行为, 导致二维电子气密度的明显增大; 论文对模拟计算获得的结果与相关文献报道的实验结果进行了比较, 并从极化效应和能带结构的角度进行了分析和讨论, 给出了合理的解释.
以浮球式惯导平台的悬浮稳定为研究对象, 全面分析了平台的干扰特性, 建立了液浮支撑模型, 推导了在受扰条件下稳定部件的六自由度运动方程. 针对外部环境、流场阻力、模型参数不确定、未建模动态和测量噪声等干扰问题, 设计了基于高增益扩张观测器的滑模控制器. 数值仿真表明, 液浮稳定结构可以有效隔离外界干扰的影响, 提高平台的抗干扰能力; 所提出的控制方法可以有效抑制系统的抖振, 实现平台的高精度快速稳定控制. 与前期的研究相比, 控制器的动态响应和稳定性能提升了50%.
以浮球式惯导平台的悬浮稳定为研究对象, 全面分析了平台的干扰特性, 建立了液浮支撑模型, 推导了在受扰条件下稳定部件的六自由度运动方程. 针对外部环境、流场阻力、模型参数不确定、未建模动态和测量噪声等干扰问题, 设计了基于高增益扩张观测器的滑模控制器. 数值仿真表明, 液浮稳定结构可以有效隔离外界干扰的影响, 提高平台的抗干扰能力; 所提出的控制方法可以有效抑制系统的抖振, 实现平台的高精度快速稳定控制. 与前期的研究相比, 控制器的动态响应和稳定性能提升了50%.
为了构建高生存性的量子信令网, 基于保真度概念, 提出量子信道生存函数和信令网生存性的概念. 分析光纤和自由空间生存系数, 计算三种消相干机理下有噪量子信道保真度, 给出生存函数测试模型. 仿真分析表明, 通过降低量子态跃迁率, 控制光纤衰减损耗和大气衰减系数, 减小量子态演化时间, 设置量子中继, 可以建立高生存性量子信道, 为量子纠缠信令网标准的制定提供理论基础.
为了构建高生存性的量子信令网, 基于保真度概念, 提出量子信道生存函数和信令网生存性的概念. 分析光纤和自由空间生存系数, 计算三种消相干机理下有噪量子信道保真度, 给出生存函数测试模型. 仿真分析表明, 通过降低量子态跃迁率, 控制光纤衰减损耗和大气衰减系数, 减小量子态演化时间, 设置量子中继, 可以建立高生存性量子信道, 为量子纠缠信令网标准的制定提供理论基础.
Halbach电机因其自身优势在新型船舶推进、海洋洋流发电等方面受到广泛关注. 本文在假设铁磁材料线性和定子内表面光滑的条件下, 通过将任意充磁角度Halbach阵列等效为两组90° Halbach(或180° Halbach)阵列的矢量合成, 提出了一种分析离散式任意充磁角度Halbach永磁电机气隙磁场的解析方法; 通过对电机中磁标量势的傅里叶级数进行计算, 推导出了最简单的90° Halbach永磁电机在极坐标系下的气隙磁密表达式, 并在此基础上, 给出了任意充磁角度Halbach电机永磁体磁化强度在一个极下的表达式, 进而得出任意充磁角度Halbach电机气隙磁密的分布, 并分析了气隙磁密与电机极对数、永磁体厚度和充磁角度间的关系. 最后通过有限元和试验结果验证了本文方法的正确性.
Halbach电机因其自身优势在新型船舶推进、海洋洋流发电等方面受到广泛关注. 本文在假设铁磁材料线性和定子内表面光滑的条件下, 通过将任意充磁角度Halbach阵列等效为两组90° Halbach(或180° Halbach)阵列的矢量合成, 提出了一种分析离散式任意充磁角度Halbach永磁电机气隙磁场的解析方法; 通过对电机中磁标量势的傅里叶级数进行计算, 推导出了最简单的90° Halbach永磁电机在极坐标系下的气隙磁密表达式, 并在此基础上, 给出了任意充磁角度Halbach电机永磁体磁化强度在一个极下的表达式, 进而得出任意充磁角度Halbach电机气隙磁密的分布, 并分析了气隙磁密与电机极对数、永磁体厚度和充磁角度间的关系. 最后通过有限元和试验结果验证了本文方法的正确性.
引入分数阶微积分理论,建立耦合分数阶布朗马达在闪烁棘齿势中的合作输运模型, 利用分数阶差分法求得模型数值解并分析了模型参数对合作定向输运性质的影响. 发现在具有记忆性的分数阶棘齿系统中, 系统阶数与粒子间耦合强度不仅可影响粒子链输运速度, 还可使粒子链出现与整数阶方向相反的定向流; 在阶数固定下, 定向输运速度将随参数(噪声强度、耦合强度、棘齿势峰值高度)变化出现广义随机共振现象.
引入分数阶微积分理论,建立耦合分数阶布朗马达在闪烁棘齿势中的合作输运模型, 利用分数阶差分法求得模型数值解并分析了模型参数对合作定向输运性质的影响. 发现在具有记忆性的分数阶棘齿系统中, 系统阶数与粒子间耦合强度不仅可影响粒子链输运速度, 还可使粒子链出现与整数阶方向相反的定向流; 在阶数固定下, 定向输运速度将随参数(噪声强度、耦合强度、棘齿势峰值高度)变化出现广义随机共振现象.
研究了色关联的乘性高斯色噪声和加性高斯色噪声驱动的分段非线性系统中, 噪声强度和相关时间对平均首次穿越时间的影响. 利用一致有色噪声近似方法和最速下降方法, 推导出系统平均首次穿越时间的表达式. 研究结果表明: 系统的平均首次穿越时间随着乘性噪声的增加会出现单峰结构, 即“共振”现象, 峰值会随着加性噪声强度和噪声之间关联强度的增加而减小. 而平均首次穿越时间作为加性噪声的函数呈单调曲线, 说明乘性噪声和加性噪声对平均首次穿越时间的影响不同. 此外, 乘性和加性噪声关联时间以及互关联时间在正关联时和负关联时 对系统平均首次穿越时间的影响是不同的.
研究了色关联的乘性高斯色噪声和加性高斯色噪声驱动的分段非线性系统中, 噪声强度和相关时间对平均首次穿越时间的影响. 利用一致有色噪声近似方法和最速下降方法, 推导出系统平均首次穿越时间的表达式. 研究结果表明: 系统的平均首次穿越时间随着乘性噪声的增加会出现单峰结构, 即“共振”现象, 峰值会随着加性噪声强度和噪声之间关联强度的增加而减小. 而平均首次穿越时间作为加性噪声的函数呈单调曲线, 说明乘性噪声和加性噪声对平均首次穿越时间的影响不同. 此外, 乘性和加性噪声关联时间以及互关联时间在正关联时和负关联时 对系统平均首次穿越时间的影响是不同的.
本文对实际变电站进行抽象简化, 得到了一个含单相电磁式电压互感器的三阶非自治电路, 由于激励是周期性的正弦函数, 增加一个时间维, 得到一个四阶自治电路. 经过理论分析与仿真研究, 结果表明该电路系统中确实存在铁磁混沌, 并得出电磁式电压互感器铁芯励磁特性是影响该电路混沌动力学行为的重要因素的结论.
本文对实际变电站进行抽象简化, 得到了一个含单相电磁式电压互感器的三阶非自治电路, 由于激励是周期性的正弦函数, 增加一个时间维, 得到一个四阶自治电路. 经过理论分析与仿真研究, 结果表明该电路系统中确实存在铁磁混沌, 并得出电磁式电压互感器铁芯励磁特性是影响该电路混沌动力学行为的重要因素的结论.
将开关电感结构嵌入到传统Boost变换器中可以显著提高Boost变换器的电压传输比, 同时减少开关器件的电流应力, 降低损耗, 提高效率, 具有广阔的应用前景. 本文首次研究了基于开关电感结构的混合升压变换器的分岔和混沌现象, 导出了连续电流模式下的离散迭代映射模型, 采用分岔图分析了电路参数对系统性能的影响, 发现此变换器不仅发生了倍周期分岔、边界碰撞分岔、切分岔和阵发混沌, 还存在一种特殊的现象: 随着电容C和电感L2的减小, 电路的运行状态并非严格经历1倍周期、2倍周期和4倍周期, 而是在4倍周期期间发生了分岔轨迹相交的情况, 在相交的一点, 变换器工作于周期3. 最后通过典型的时域波形和相轨图验证了这种特殊现象的存在. 研究结果表明, 当电路参数变化时, 基于开关电感结构的混合升压变换器比传统低维Boost变换器具有更加复杂、多样化的非线性现象.
将开关电感结构嵌入到传统Boost变换器中可以显著提高Boost变换器的电压传输比, 同时减少开关器件的电流应力, 降低损耗, 提高效率, 具有广阔的应用前景. 本文首次研究了基于开关电感结构的混合升压变换器的分岔和混沌现象, 导出了连续电流模式下的离散迭代映射模型, 采用分岔图分析了电路参数对系统性能的影响, 发现此变换器不仅发生了倍周期分岔、边界碰撞分岔、切分岔和阵发混沌, 还存在一种特殊的现象: 随着电容C和电感L2的减小, 电路的运行状态并非严格经历1倍周期、2倍周期和4倍周期, 而是在4倍周期期间发生了分岔轨迹相交的情况, 在相交的一点, 变换器工作于周期3. 最后通过典型的时域波形和相轨图验证了这种特殊现象的存在. 研究结果表明, 当电路参数变化时, 基于开关电感结构的混合升压变换器比传统低维Boost变换器具有更加复杂、多样化的非线性现象.
针对不确定混沌系统控制问题, 研究了一种基于共轭梯度法(conjugate gradient algorithm, CGA)的多项式函数模型 (polynomial-basis-functions model, PBFM)的补偿控制方法. 该方法首先用PBFM对混沌系统的动力学特性进行拟合, 然后用拟合好的PBFM模型对不确定混沌系统进行前馈补偿控制. 该方法的特点是不需要被控混沌系统的数学模型, 可以快速跟踪任意给定的参考信号. 数值仿真试验表明了该方法不仅具有响应速度快、控制精度高, 而且具有较强的抑制混沌系统参数摄动能力和抗干扰能力.
针对不确定混沌系统控制问题, 研究了一种基于共轭梯度法(conjugate gradient algorithm, CGA)的多项式函数模型 (polynomial-basis-functions model, PBFM)的补偿控制方法. 该方法首先用PBFM对混沌系统的动力学特性进行拟合, 然后用拟合好的PBFM模型对不确定混沌系统进行前馈补偿控制. 该方法的特点是不需要被控混沌系统的数学模型, 可以快速跟踪任意给定的参考信号. 数值仿真试验表明了该方法不仅具有响应速度快、控制精度高, 而且具有较强的抑制混沌系统参数摄动能力和抗干扰能力.
本文以永磁同步风力发电机为研究对象, 在两相同步旋转坐标系下建立了永磁同步发电机的数学模型. 应用时间尺度和线性仿射变换建立了系统混沌模型, 验证了系统在某些参数和工作条件下会出现混沌运动. 随后在考虑系统不确定性的情况下设计了故障观测器, 在系统发生故障时, 通过所设计的故障观测器能对混沌状态下永磁同步发电机的故障做出准确估计. 仿真结果表明基于线性矩阵不等式方法的故障观测器能够对系统故障做出快速准确的诊断.
本文以永磁同步风力发电机为研究对象, 在两相同步旋转坐标系下建立了永磁同步发电机的数学模型. 应用时间尺度和线性仿射变换建立了系统混沌模型, 验证了系统在某些参数和工作条件下会出现混沌运动. 随后在考虑系统不确定性的情况下设计了故障观测器, 在系统发生故障时, 通过所设计的故障观测器能对混沌状态下永磁同步发电机的故障做出准确估计. 仿真结果表明基于线性矩阵不等式方法的故障观测器能够对系统故障做出快速准确的诊断.
为了模拟电击除颤导致动作电位持续时间缩短, 在Luo-Rudy相I心脏模型中引入了同步复极化. 研究了同步复极化对螺旋波和时空混沌动力学的影响. 数值结果表明: 在控制周期比较小的情况下, 同步复极化可以有效消除螺旋波和时空混沌, 在有一些控制参数下, 同步复极化只能消除螺旋波, 或者只能消除时空混沌. 当螺旋波不被控制时, 观察到螺旋波转变为长周期和长波长的螺旋波或破碎成时空混沌的现象. 并对控制机制进行了分析.
为了模拟电击除颤导致动作电位持续时间缩短, 在Luo-Rudy相I心脏模型中引入了同步复极化. 研究了同步复极化对螺旋波和时空混沌动力学的影响. 数值结果表明: 在控制周期比较小的情况下, 同步复极化可以有效消除螺旋波和时空混沌, 在有一些控制参数下, 同步复极化只能消除螺旋波, 或者只能消除时空混沌. 当螺旋波不被控制时, 观察到螺旋波转变为长周期和长波长的螺旋波或破碎成时空混沌的现象. 并对控制机制进行了分析.
基于非线性时间序列局域预测法与相关向量机回归模型, 本文提出了局域相关向量机预测方法, 并应用于预测实际的小尺度网路流量序列. 应用基于信息准则的局域预测法邻近点的选取方法来选取局域相关向量机回归模型的邻近点个数. 对比分析了局域相关向量机预测法、前馈神经网络模型与局域线性预测法对网络流量序列的预测性能, 其中前馈神经网络模型的参数采用粒子群优化算法来优化. 实验结果表明: 邻近点优化后的局域相关向量机回归模型能够有效地预测小尺度网络流量序列, 归一化均方误差很小; 局域相关向量机回归模型生成的时间序列具有与原网络流量时间序列相一致的概率分布; 局域相关向量机回归模型的预测精度好于前馈神经网络模型的与局域线性预测法的.
基于非线性时间序列局域预测法与相关向量机回归模型, 本文提出了局域相关向量机预测方法, 并应用于预测实际的小尺度网路流量序列. 应用基于信息准则的局域预测法邻近点的选取方法来选取局域相关向量机回归模型的邻近点个数. 对比分析了局域相关向量机预测法、前馈神经网络模型与局域线性预测法对网络流量序列的预测性能, 其中前馈神经网络模型的参数采用粒子群优化算法来优化. 实验结果表明: 邻近点优化后的局域相关向量机回归模型能够有效地预测小尺度网络流量序列, 归一化均方误差很小; 局域相关向量机回归模型生成的时间序列具有与原网络流量时间序列相一致的概率分布; 局域相关向量机回归模型的预测精度好于前馈神经网络模型的与局域线性预测法的.
采用理论分析和实验验证相结合的方法, 研究了0.14 THz过模表面波振荡器(过模比D/3)中太赫兹波模式成分的分布. 首先针对具有圆周对称结构的过模切连科夫器件, 建立了用于模式分析的纵向场分解法. 接着基于2.5维PIC(Particle-in-cell)软件的电场模拟结果, 采用该方法对0.14 THz表面波振荡器的模式进行了详尽的理论分析. 结果表明, 器件中不同结构区域的太赫兹波模式成分不同, 相互间存在模式转换, 输出模式以TM02和TM03模为主, 并伴有少量TM04模. 最后利用图像显示法获取了0.14 THz表面波振荡器的近场辐射能量分布, 与由模式分析结果得到的理论分布符合的较好, 证明了纵向场分解法用于模式分析的可行性和结果的正确性.
采用理论分析和实验验证相结合的方法, 研究了0.14 THz过模表面波振荡器(过模比D/3)中太赫兹波模式成分的分布. 首先针对具有圆周对称结构的过模切连科夫器件, 建立了用于模式分析的纵向场分解法. 接着基于2.5维PIC(Particle-in-cell)软件的电场模拟结果, 采用该方法对0.14 THz表面波振荡器的模式进行了详尽的理论分析. 结果表明, 器件中不同结构区域的太赫兹波模式成分不同, 相互间存在模式转换, 输出模式以TM02和TM03模为主, 并伴有少量TM04模. 最后利用图像显示法获取了0.14 THz表面波振荡器的近场辐射能量分布, 与由模式分析结果得到的理论分布符合的较好, 证明了纵向场分解法用于模式分析的可行性和结果的正确性.
本文采用重叠关联迭代引擎算法, 系统地模拟研究了扫描相干衍射成像中中心挡板导致的低频信号丢失对重建图像质量的影响. 结果表明, 扫描相干衍射成像对中心挡板的承受能力远大于平面波单次相干衍射成像, 且选择小尺寸入射探针和较高重叠度( 70%)可进一步降低中心丢失信号对扫描相干衍射成像的负面影响. 另外, 光斑扫描位置误差在重叠度较高时将超过中心挡板成为扫描相干衍射成像最主要的负面影响因素. 本文研究结果对扫描相干衍射成像实验中如何应用中心挡光板具有重要的指导意义, 将有助于进一步提高扫描相干衍射成像的分辨率.
本文采用重叠关联迭代引擎算法, 系统地模拟研究了扫描相干衍射成像中中心挡板导致的低频信号丢失对重建图像质量的影响. 结果表明, 扫描相干衍射成像对中心挡板的承受能力远大于平面波单次相干衍射成像, 且选择小尺寸入射探针和较高重叠度( 70%)可进一步降低中心丢失信号对扫描相干衍射成像的负面影响. 另外, 光斑扫描位置误差在重叠度较高时将超过中心挡板成为扫描相干衍射成像最主要的负面影响因素. 本文研究结果对扫描相干衍射成像实验中如何应用中心挡光板具有重要的指导意义, 将有助于进一步提高扫描相干衍射成像的分辨率.
通过理论与实验对比, 证明模式传输分析(MPA)方法求解单模-多模-单模(SMS)结构的可行性. 以MPA理论为基础, 提出了SMS结构折射率传感装置线性响应点的寻找方法. 利用该方法为实验制作的无芯光纤SMS折射率传感器设计了大范围高分辨率线性响应位置, 并在实验中获得证实. 实验采用短至4.4 mm的直径104 μ无芯光纤, 在折射率1.326–1.417范围上获得了19.10 dB的功率线性变化, 以商用光功率计0.01 dB分辨率计, 折合折射率分辨率4.76×10-5, 实现了理论指导下的大范围高分辨率线性响应.
通过理论与实验对比, 证明模式传输分析(MPA)方法求解单模-多模-单模(SMS)结构的可行性. 以MPA理论为基础, 提出了SMS结构折射率传感装置线性响应点的寻找方法. 利用该方法为实验制作的无芯光纤SMS折射率传感器设计了大范围高分辨率线性响应位置, 并在实验中获得证实. 实验采用短至4.4 mm的直径104 μ无芯光纤, 在折射率1.326–1.417范围上获得了19.10 dB的功率线性变化, 以商用光功率计0.01 dB分辨率计, 折合折射率分辨率4.76×10-5, 实现了理论指导下的大范围高分辨率线性响应.
利用场分析法推导了扇形腔旭日型磁控管的色散关系, 通过CST模拟软件验证了理论推导的正确性, 分析了扇形腔旭日型磁控管的各项结构参数对π 模截止频率和模式分隔度的影响. 研究表明: 色散关系的理论值与模拟值之间的最大相对误差不到3%, π 模截止频率的理论值与模拟值之间的最大相对误差不到1%; π 模截止频率fπc与阴极半径Rc, 阳极半径Ra, 大腔张角2θ1成正比关系, 与小腔半径Rd0, 大腔半径Rd1, 小腔张角2θ0成反比关系, 这一定性结论与同腔型磁控管的定性结论并不完全一致; 在径向比较上, 结构参数对频率的影响由大到小依次为: 阳极半径, 大腔半径, 小腔半径和阴极半径; 在角向比较上, 大腔张角对频率的影响较大, 小腔张角对频率的影响较小; 另外, 模式分隔度γ 与大腔半径Rd1成正比关系, 与阴极半径Rc, 小腔半径Rd0, 小腔张角2θ0成反比关系, 随阳极半径Ra或大腔张角2θ1的增大先增大后减小.
利用场分析法推导了扇形腔旭日型磁控管的色散关系, 通过CST模拟软件验证了理论推导的正确性, 分析了扇形腔旭日型磁控管的各项结构参数对π 模截止频率和模式分隔度的影响. 研究表明: 色散关系的理论值与模拟值之间的最大相对误差不到3%, π 模截止频率的理论值与模拟值之间的最大相对误差不到1%; π 模截止频率fπc与阴极半径Rc, 阳极半径Ra, 大腔张角2θ1成正比关系, 与小腔半径Rd0, 大腔半径Rd1, 小腔张角2θ0成反比关系, 这一定性结论与同腔型磁控管的定性结论并不完全一致; 在径向比较上, 结构参数对频率的影响由大到小依次为: 阳极半径, 大腔半径, 小腔半径和阴极半径; 在角向比较上, 大腔张角对频率的影响较大, 小腔张角对频率的影响较小; 另外, 模式分隔度γ 与大腔半径Rd1成正比关系, 与阴极半径Rc, 小腔半径Rd0, 小腔张角2θ0成反比关系, 随阳极半径Ra或大腔张角2θ1的增大先增大后减小.
采用蒙特卡罗方法, 运用MCNP4C程序研究了碳化硼含量20%–40%、中子能量200 eV–15 keV、材料厚度0.3–2 cm对B4C/Al复合材料中子屏蔽性能的影响. 结果表明: 碳化硼含量与中子透射系数呈一次线性下降关系; 同含量的碳化硼, B4C/Al材料的中子屏蔽效果要大大优于聚乙烯碳化硼材料; 在等厚度条件下, 模拟试样B20等的中子屏蔽效果要优于水、铜、混凝土等常规屏蔽材料; 材料厚度与中子透射系数呈指数下降关系, 且单位厚度的增加对中子透射系数改变很大; 含硼量对热中子透射系数影响很大; 在热中子能区, 中子每单位能量的变化对中子透射系数改变较大; 在慢中子能区, 中子每单位能量的变化对中子透射系数改变很小.
采用蒙特卡罗方法, 运用MCNP4C程序研究了碳化硼含量20%–40%、中子能量200 eV–15 keV、材料厚度0.3–2 cm对B4C/Al复合材料中子屏蔽性能的影响. 结果表明: 碳化硼含量与中子透射系数呈一次线性下降关系; 同含量的碳化硼, B4C/Al材料的中子屏蔽效果要大大优于聚乙烯碳化硼材料; 在等厚度条件下, 模拟试样B20等的中子屏蔽效果要优于水、铜、混凝土等常规屏蔽材料; 材料厚度与中子透射系数呈指数下降关系, 且单位厚度的增加对中子透射系数改变很大; 含硼量对热中子透射系数影响很大; 在热中子能区, 中子每单位能量的变化对中子透射系数改变较大; 在慢中子能区, 中子每单位能量的变化对中子透射系数改变很小.
利用高温固相法合成了稀土离子Eu2+, Dy3+掺杂的Ca5MgSi3O12长余辉发光材料. 利用光谱学证明了在材料内部存在与氧空位有关的缺陷发光. 通过对比不同条件下合成样品的发光及余辉性能, 发现氧空位对材料的发光及余辉均起到促进作用. 同时发现氧空位发光可以向发光中心传递能量. 利用热释光曲线系统的分析了氧空位对余辉性能的影响. Ca5MgSi3O12:Eu2+,Dy3+是一种潜在的长余辉发光材料.
利用高温固相法合成了稀土离子Eu2+, Dy3+掺杂的Ca5MgSi3O12长余辉发光材料. 利用光谱学证明了在材料内部存在与氧空位有关的缺陷发光. 通过对比不同条件下合成样品的发光及余辉性能, 发现氧空位对材料的发光及余辉均起到促进作用. 同时发现氧空位发光可以向发光中心传递能量. 利用热释光曲线系统的分析了氧空位对余辉性能的影响. Ca5MgSi3O12:Eu2+,Dy3+是一种潜在的长余辉发光材料.
本文通过求解三维含时薛定谔方程, 从理论上研究了共振条件下氢原子的光电子能谱与角分布随着激光脉冲载波包络相位(CEP)的变化规律. 研究结果表明: 在共振位置附近, 光电子能谱的强度与CEP有强烈的依赖关系; 进一步对各个分波的分析, 可以确定共振电离初态的角量子数. 此外, 利用光电子的角分布信息, 可以对多周期激光脉冲的初始相位信息进行高精度探测.
本文通过求解三维含时薛定谔方程, 从理论上研究了共振条件下氢原子的光电子能谱与角分布随着激光脉冲载波包络相位(CEP)的变化规律. 研究结果表明: 在共振位置附近, 光电子能谱的强度与CEP有强烈的依赖关系; 进一步对各个分波的分析, 可以确定共振电离初态的角量子数. 此外, 利用光电子的角分布信息, 可以对多周期激光脉冲的初始相位信息进行高精度探测.
本文从(R)-(-)-1,3-丁二醇 ((R)-(-)-1,3-Butanediol) 的拉曼峰强和拉曼旋光峰强, 求得其键极化率和微分键极化率, 得出在拉曼过程中, 电荷主要沿H16 (或H15) O6C3C2C1O5所形成的 (六边) 环向外围的OH键和CH 键流动. 而此环内外化学键的微分键极化率的符号正好相反, 此意味着这个分子具有相当好的手性不对称性质.
本文从(R)-(-)-1,3-丁二醇 ((R)-(-)-1,3-Butanediol) 的拉曼峰强和拉曼旋光峰强, 求得其键极化率和微分键极化率, 得出在拉曼过程中, 电荷主要沿H16 (或H15) O6C3C2C1O5所形成的 (六边) 环向外围的OH键和CH 键流动. 而此环内外化学键的微分键极化率的符号正好相反, 此意味着这个分子具有相当好的手性不对称性质.
提出了产生三光学势阱的新方案, 在该方案中用液晶空间光调制器制作相位型闪耀光栅, 单色相干光照明, 产生按等边三角形分布的三个光学势阱, 三个光阱光强大小分布相同, 调节空间光调制器的相位分布, 可以改变光阱的相对位置, 实现三光阱到单个光阱、两光阱合并为一个光阱等演变及其反向演变, 调节过程简单、方便. 根据现有空间光调制器性能和尺寸, 模拟设计光栅, 计算三光阱的光强分布和调控过程中光强的变化, 结果表明: 用一般功率的激光照明, 能够得到具有较大峰值光强和较高光强梯度的可调三光阱, 在原子和分子光学实验研究中有多种重要的应用.
提出了产生三光学势阱的新方案, 在该方案中用液晶空间光调制器制作相位型闪耀光栅, 单色相干光照明, 产生按等边三角形分布的三个光学势阱, 三个光阱光强大小分布相同, 调节空间光调制器的相位分布, 可以改变光阱的相对位置, 实现三光阱到单个光阱、两光阱合并为一个光阱等演变及其反向演变, 调节过程简单、方便. 根据现有空间光调制器性能和尺寸, 模拟设计光栅, 计算三光阱的光强分布和调控过程中光强的变化, 结果表明: 用一般功率的激光照明, 能够得到具有较大峰值光强和较高光强梯度的可调三光阱, 在原子和分子光学实验研究中有多种重要的应用.
在考虑随机因素的情况下, 应用蒙特卡罗方法在理论上详细研究了锶原子束二维激光准直的动力学过程. 综合考虑原子横向发散角、初始原子位置、纵向速度分布、同位素等因素, 获得了激光二维准直后的原子横向空间分布的模拟结果以及随准直光失谐、光功率等参量因素的变化. 通过与实验数据比较, 理论值和实验值很好相符, 显示蒙特卡罗方法可以精确地描述锶原子束二维准直的动力学过程. 为原子束激光二维准直的精确控制, 高精度原子钟系统的优化, 提供了一种理论分析方法.
在考虑随机因素的情况下, 应用蒙特卡罗方法在理论上详细研究了锶原子束二维激光准直的动力学过程. 综合考虑原子横向发散角、初始原子位置、纵向速度分布、同位素等因素, 获得了激光二维准直后的原子横向空间分布的模拟结果以及随准直光失谐、光功率等参量因素的变化. 通过与实验数据比较, 理论值和实验值很好相符, 显示蒙特卡罗方法可以精确地描述锶原子束二维准直的动力学过程. 为原子束激光二维准直的精确控制, 高精度原子钟系统的优化, 提供了一种理论分析方法.
本文, 基于经典统计光学, 建立符合热光特性的统计模型, 通过数值模拟证明了吴令安和Meyers提出的图像重构算法, 并进行了定性的理论分析. 在关联成像获得的数据样本中, 根据桶探测器的光强涨落进行分组, 分别以某个阈值作为下限和上限, 再将分组后的独立样本和相应的面探测器信号进行强度关联, 则可以得到物体的正像或负像. 然而, 不经过关联运算, 直接对分组后的面探测器信号进行算数平均也可以得到物体的正像或负像, 同时成像的对比度得到较大提高. 这种分组对应的非定域成像进一步说明强度涨落在热光成像中的重要性. 最后以字符掩膜版作为成像物体, 分别运用关联成像和分组对应正负成像算法重构物体的图像, 实验结果证明这种新的正负算法可以提高非定域成像的对比度.
本文, 基于经典统计光学, 建立符合热光特性的统计模型, 通过数值模拟证明了吴令安和Meyers提出的图像重构算法, 并进行了定性的理论分析. 在关联成像获得的数据样本中, 根据桶探测器的光强涨落进行分组, 分别以某个阈值作为下限和上限, 再将分组后的独立样本和相应的面探测器信号进行强度关联, 则可以得到物体的正像或负像. 然而, 不经过关联运算, 直接对分组后的面探测器信号进行算数平均也可以得到物体的正像或负像, 同时成像的对比度得到较大提高. 这种分组对应的非定域成像进一步说明强度涨落在热光成像中的重要性. 最后以字符掩膜版作为成像物体, 分别运用关联成像和分组对应正负成像算法重构物体的图像, 实验结果证明这种新的正负算法可以提高非定域成像的对比度.
光谱调制所形成的预脉冲和后沿脉冲的时频谱图将等间距、 平行地分布于啁啾主脉冲时频谱图的两侧, 基于光谱调制啁啾光脉冲的这种时频谱特点, 采用扫描滤波方式来提升其对比度. 数值模拟分析了扫描滤波过程中时间抖动、 扫描率差异和通带宽度等因素对扫描滤波效果的影响, 结论表明, 在扫描轨迹与信号光频率相同的情况下, 控制通带宽度, 相干信噪比提升率接近0.41F2倍, 而啁啾信号光以超过90%的透光率通过光谱扫描滤波器.
光谱调制所形成的预脉冲和后沿脉冲的时频谱图将等间距、 平行地分布于啁啾主脉冲时频谱图的两侧, 基于光谱调制啁啾光脉冲的这种时频谱特点, 采用扫描滤波方式来提升其对比度. 数值模拟分析了扫描滤波过程中时间抖动、 扫描率差异和通带宽度等因素对扫描滤波效果的影响, 结论表明, 在扫描轨迹与信号光频率相同的情况下, 控制通带宽度, 相干信噪比提升率接近0.41F2倍, 而啁啾信号光以超过90%的透光率通过光谱扫描滤波器.
本文利用高温拉曼光谱技术和从头计算的方法, 研究了LiB3O5和CsB3O5晶体高温熔融体的结构, 分析了碱金属阳离子对熔体结构的影响, 以及熔体结构的差异与LiB3O5和CsB3O5晶体结晶习性的联系. 结果表明: LiB3O5和CsB3O5晶体高温熔融体中的结构基团 主要为B3Ø7和B3Ø6两种不同类型的硼氧六元环; 环内BØ4 四面体的数量影响了六元环呼吸振动峰的拉曼频率, 随BØ4四面体数量的增加六元环呼吸振动峰向低频移动; LiB3O5晶体高温熔融体中, BØ4四面体含量相对较多; 然而, 离子半径相对较大的Cs+离子却阻碍了熔体中BØ4四面体的形成, 造成CsB3O5晶体高温熔融体中BØ4/BØ3比值的降低. 结合LiB3O5和CsB3O5晶体生长动力学过程的分析 (Wang D, Wan S M et al. 2011 Cryst. Eng. Comm. 13 5239), 阳离子的不同导致高温熔体中BØ4四面体数量的差异, 被认为是影响LiB3O5和CsB3O5晶体结晶习性的重要因素, 有效降低高温熔体中BØ4四面体的数量, 将是实现LiB3O5晶体生长的关键条件.
本文利用高温拉曼光谱技术和从头计算的方法, 研究了LiB3O5和CsB3O5晶体高温熔融体的结构, 分析了碱金属阳离子对熔体结构的影响, 以及熔体结构的差异与LiB3O5和CsB3O5晶体结晶习性的联系. 结果表明: LiB3O5和CsB3O5晶体高温熔融体中的结构基团 主要为B3Ø7和B3Ø6两种不同类型的硼氧六元环; 环内BØ4 四面体的数量影响了六元环呼吸振动峰的拉曼频率, 随BØ4四面体数量的增加六元环呼吸振动峰向低频移动; LiB3O5晶体高温熔融体中, BØ4四面体含量相对较多; 然而, 离子半径相对较大的Cs+离子却阻碍了熔体中BØ4四面体的形成, 造成CsB3O5晶体高温熔融体中BØ4/BØ3比值的降低. 结合LiB3O5和CsB3O5晶体生长动力学过程的分析 (Wang D, Wan S M et al. 2011 Cryst. Eng. Comm. 13 5239), 阳离子的不同导致高温熔体中BØ4四面体数量的差异, 被认为是影响LiB3O5和CsB3O5晶体结晶习性的重要因素, 有效降低高温熔体中BØ4四面体的数量, 将是实现LiB3O5晶体生长的关键条件.
基于互补开口谐振单环 (complementary split ring resonator, CSRR) 的电磁特性, 设计了一种新型人工磁导体 (artificial magnetic conductor, AMC) 结构 CSRR-AMC. 通过与方形贴片人工磁导体的反射相位对比发现, 该结构在X极化和Y极化波垂直照射条件下可分别实现小型化和多同相反射频带. 基于此特性, 设计了一种仅由单一CSRR-AMC结构组成的宽带低雷达截面反射屏. 该设计将相邻CSRR-AMC单元正交化排布, 通过优化单元结构实现宽带相位对消, 降低后向散射能量. 测试结果表明, 样品在7.38–10.47 GHz 范围内后向RCS减缩量达到10 dB以上, 相对带宽达到34.6%, 为宽带低反射屏设计提供了新的方法.
基于互补开口谐振单环 (complementary split ring resonator, CSRR) 的电磁特性, 设计了一种新型人工磁导体 (artificial magnetic conductor, AMC) 结构 CSRR-AMC. 通过与方形贴片人工磁导体的反射相位对比发现, 该结构在X极化和Y极化波垂直照射条件下可分别实现小型化和多同相反射频带. 基于此特性, 设计了一种仅由单一CSRR-AMC结构组成的宽带低雷达截面反射屏. 该设计将相邻CSRR-AMC单元正交化排布, 通过优化单元结构实现宽带相位对消, 降低后向散射能量. 测试结果表明, 样品在7.38–10.47 GHz 范围内后向RCS减缩量达到10 dB以上, 相对带宽达到34.6%, 为宽带低反射屏设计提供了新的方法.
本文通过表象变换, 将耦合广义非线性薛定谔方程 (C-GNLSE) 变换成相互作用表象中的向量方程, 再利用向量形式的4阶龙格-库塔迭代格式, 建立了一种在频域内求解C-GNLSE的同步更新迭代算法. 通过将该向量形式的相互作用表象中的4阶龙格-库塔 (V-JH-RK4IP) 算法应用于高双折射光子晶体光纤中超连续谱产生的数值模拟, 验证了算法的有效性, 通过与现有其他典型算法的比较, 表明以V-JH-RK4IP算法求解C-GNLSE具有最高的计算精度和计算效率.
本文通过表象变换, 将耦合广义非线性薛定谔方程 (C-GNLSE) 变换成相互作用表象中的向量方程, 再利用向量形式的4阶龙格-库塔迭代格式, 建立了一种在频域内求解C-GNLSE的同步更新迭代算法. 通过将该向量形式的相互作用表象中的4阶龙格-库塔 (V-JH-RK4IP) 算法应用于高双折射光子晶体光纤中超连续谱产生的数值模拟, 验证了算法的有效性, 通过与现有其他典型算法的比较, 表明以V-JH-RK4IP算法求解C-GNLSE具有最高的计算精度和计算效率.
发展能实时检测完整细胞内多个生物分子随时空变化的单分子探测和追踪技术, 对于研究生命过程的分子机理具有重要意义. 在变形光栅多阶成像和双螺旋点扩散函数成像方法的基础上, 基于波前编码的原理, 提出将二者优化结合, 获得全新的衍射光学元件, 该器件同时具有多重平面成像和双螺旋点扩散函数成像的功能, 旨在解决活细胞内单分子探测和追踪技术中的大景深探测难题. 设计和制备了该器件, 并基于该器件搭建了显微成像系统, 实验模拟证明该衍射光学元件同时可实现轴向12 μ的探测范围, 与理论设计结果相符合, 从而有效扩大了显微镜系统的景深, 证明了设计的可行性.
发展能实时检测完整细胞内多个生物分子随时空变化的单分子探测和追踪技术, 对于研究生命过程的分子机理具有重要意义. 在变形光栅多阶成像和双螺旋点扩散函数成像方法的基础上, 基于波前编码的原理, 提出将二者优化结合, 获得全新的衍射光学元件, 该器件同时具有多重平面成像和双螺旋点扩散函数成像的功能, 旨在解决活细胞内单分子探测和追踪技术中的大景深探测难题. 设计和制备了该器件, 并基于该器件搭建了显微成像系统, 实验模拟证明该衍射光学元件同时可实现轴向12 μ的探测范围, 与理论设计结果相符合, 从而有效扩大了显微镜系统的景深, 证明了设计的可行性.
采用脉冲重复频率可调的高功率皮秒脉冲光纤激 光抽运光子晶体光纤产生了平均输出功率为101 W的全 光纤化超连续谱. 通过一系列的对比实验, 详细研究了抽运激光的脉冲重复频率以及光子晶体光纤的长度对超连续谱产生的影响. 最后, 对如何实现更高平均功率的超连续谱输出进行相关的分析和讨论. 相关研究结果可以为进一步发展基于光子晶体光纤的高功率超连续谱光源提供一定的参考.
采用脉冲重复频率可调的高功率皮秒脉冲光纤激 光抽运光子晶体光纤产生了平均输出功率为101 W的全 光纤化超连续谱. 通过一系列的对比实验, 详细研究了抽运激光的脉冲重复频率以及光子晶体光纤的长度对超连续谱产生的影响. 最后, 对如何实现更高平均功率的超连续谱输出进行相关的分析和讨论. 相关研究结果可以为进一步发展基于光子晶体光纤的高功率超连续谱光源提供一定的参考.
利用层多重散射法分析了一种含圆柱形谐振散射体黏弹 材料吸声层在钢背衬条件下的低频吸声特性. 该吸声层由包覆软材料的圆柱空腔周期嵌入橡胶材料中构成, 其中, 散射体轴线与吸声层平行. 结果表明, 20 mm厚吸声层在1000–3000 Hz具有良好的吸声性能. 通过综合分析单个散射体的吸收截面、单层周期散射体的声吸收、 结构内部位移场以及耗散功率密度分布, 揭示了该吸声层的低频吸声机理.
利用层多重散射法分析了一种含圆柱形谐振散射体黏弹 材料吸声层在钢背衬条件下的低频吸声特性. 该吸声层由包覆软材料的圆柱空腔周期嵌入橡胶材料中构成, 其中, 散射体轴线与吸声层平行. 结果表明, 20 mm厚吸声层在1000–3000 Hz具有良好的吸声性能. 通过综合分析单个散射体的吸收截面、单层周期散射体的声吸收、 结构内部位移场以及耗散功率密度分布, 揭示了该吸声层的低频吸声机理.
本文基于Nonlinear Progressive Equation (NPE方程)开展了对非均匀大气中次声波超视距传播特性的研究, 通过数值模拟实验对武汉上空四季次声波传播情况以及路径传输损耗进行了模拟, 获取了次声波在非均匀大气中的超视距传播特性. 计算结果表明, 非均匀大气的性质及其中存在的风对次声波传播有明显的影响, 平流层折射与风速和声波传播方向密切相关, 数值模拟结果表明, 当高斯声源主频为0.1 Hz时, 在不同的背景风场传播条件下, 存在着两个反射高度, 其中40 km 高度反射传输损耗约为25 dB, 110 km反射传输损耗约为50 dB.
本文基于Nonlinear Progressive Equation (NPE方程)开展了对非均匀大气中次声波超视距传播特性的研究, 通过数值模拟实验对武汉上空四季次声波传播情况以及路径传输损耗进行了模拟, 获取了次声波在非均匀大气中的超视距传播特性. 计算结果表明, 非均匀大气的性质及其中存在的风对次声波传播有明显的影响, 平流层折射与风速和声波传播方向密切相关, 数值模拟结果表明, 当高斯声源主频为0.1 Hz时, 在不同的背景风场传播条件下, 存在着两个反射高度, 其中40 km 高度反射传输损耗约为25 dB, 110 km反射传输损耗约为50 dB.
本文基于微波雨衰的幂律关系, 研究了使用微波链路反演降雨场的方法, 采用层析技术建立了降雨场反演模型. 并利用SIRT算法与正则化算法实现对降雨场层析反演模型的求解. 数值模拟结果表明, 该模型与反演算法能够较为准确地重建降雨场强度与空间分布特征, 能够提供高时空分辨率的二维降雨强度分布. 因此, 利用微波衰减数据进行降雨探测可以作为常规的雨量计与天气雷达观测手段的有效补充.
本文基于微波雨衰的幂律关系, 研究了使用微波链路反演降雨场的方法, 采用层析技术建立了降雨场反演模型. 并利用SIRT算法与正则化算法实现对降雨场层析反演模型的求解. 数值模拟结果表明, 该模型与反演算法能够较为准确地重建降雨场强度与空间分布特征, 能够提供高时空分辨率的二维降雨强度分布. 因此, 利用微波衰减数据进行降雨探测可以作为常规的雨量计与天气雷达观测手段的有效补充.
本文研究离散差分序列变质量Hamilton系统的Lie对称性与Noether守恒量. 构建了离散差分序列变质量Hamilton系统的差分动力学方程, 给出了离散差分序列变质量Hamilton系统差分动力学方程在无限小变 换群下的Lie对称性的确定方程和定义, 得到了离散力学系统Lie对称性导致Noether守恒量的条件及形式, 举例说明结果的应用.
本文研究离散差分序列变质量Hamilton系统的Lie对称性与Noether守恒量. 构建了离散差分序列变质量Hamilton系统的差分动力学方程, 给出了离散差分序列变质量Hamilton系统差分动力学方程在无限小变 换群下的Lie对称性的确定方程和定义, 得到了离散力学系统Lie对称性导致Noether守恒量的条件及形式, 举例说明结果的应用.
本文将地球介质看作是弹性介质, 从弹性体的Navier方程出发, 建立均匀弹性介质和非均匀弹性介质的分析动力学方程——Lagrange方程, 利用弹性介质的Lagrange方程导出匀弹性介质和非均匀弹性介质的地震波方程, 为用Lagrange分析动力学研究地球介质中地震波传播规律和解决地震勘探中的有关问题提供基础.
本文将地球介质看作是弹性介质, 从弹性体的Navier方程出发, 建立均匀弹性介质和非均匀弹性介质的分析动力学方程——Lagrange方程, 利用弹性介质的Lagrange方程导出匀弹性介质和非均匀弹性介质的地震波方程, 为用Lagrange分析动力学研究地球介质中地震波传播规律和解决地震勘探中的有关问题提供基础.
针对疏水功能材料在流动减阻方面的应用, 选取典型不同粗糙度、不同疏水性的功能涂层表面, 通过新型环带实验研究了其阻力特性, 并获得了相应的扭矩和减阻率曲线. 实验采用测量圆盘带动环带旋转时的扭矩的方法间接计算环带表面所受的摩阻, 突破了传统微管道实验在尺度上的限制, 避免了水洞实验中影响因素过多的弊端, 对疏水材料的宏观应用有着重要意义. 实验证实了在宏观尺度下疏水涂层在低雷诺数时的减阻作用; 但在高雷诺数时, 减阻作用减弱, 甚至部分涂层有增阻作用, 而压差阻力的迅速增大是造成增阻的主要原因. 通过对比分析认为: 低雷诺数时, 疏水特性对于减阻效果影响更大; 而高雷诺数时, 粗糙度起更大作用, 甚至可能起到增阻的反效果.
针对疏水功能材料在流动减阻方面的应用, 选取典型不同粗糙度、不同疏水性的功能涂层表面, 通过新型环带实验研究了其阻力特性, 并获得了相应的扭矩和减阻率曲线. 实验采用测量圆盘带动环带旋转时的扭矩的方法间接计算环带表面所受的摩阻, 突破了传统微管道实验在尺度上的限制, 避免了水洞实验中影响因素过多的弊端, 对疏水材料的宏观应用有着重要意义. 实验证实了在宏观尺度下疏水涂层在低雷诺数时的减阻作用; 但在高雷诺数时, 减阻作用减弱, 甚至部分涂层有增阻作用, 而压差阻力的迅速增大是造成增阻的主要原因. 通过对比分析认为: 低雷诺数时, 疏水特性对于减阻效果影响更大; 而高雷诺数时, 粗糙度起更大作用, 甚至可能起到增阻的反效果.
当前国内学者对等离子体天线的研究主要集中于柱状天线和反射面天线, 而在国外已有学者以等离子体阵列结构设计了功能多样的智能天线系统. 为了较系统地了解这一新的设计思路, 基于等离子体散射理论对中心单元激励的圆形定向天线阵进行了理论和实验研究. 设计了一个16元等离子体无源振子的圆形天线阵, 实现了天线电磁波单波束和多波束的定向辐射. 通过理论计算和分析, 阐述了天线电磁波单波束和多波束辐射的原理. 通过建立实验系统, 测试了圆形天线阵的定向辐射特性. 实验结果和理论值接近, 说明该等离子体圆形天线阵可以实现天线电磁波的定向辐射和多波束辐射. 另外, 该天线阵还具有快速切换辐射方向、参数快速重构、雷达隐身性良好的优点.
当前国内学者对等离子体天线的研究主要集中于柱状天线和反射面天线, 而在国外已有学者以等离子体阵列结构设计了功能多样的智能天线系统. 为了较系统地了解这一新的设计思路, 基于等离子体散射理论对中心单元激励的圆形定向天线阵进行了理论和实验研究. 设计了一个16元等离子体无源振子的圆形天线阵, 实现了天线电磁波单波束和多波束的定向辐射. 通过理论计算和分析, 阐述了天线电磁波单波束和多波束辐射的原理. 通过建立实验系统, 测试了圆形天线阵的定向辐射特性. 实验结果和理论值接近, 说明该等离子体圆形天线阵可以实现天线电磁波的定向辐射和多波束辐射. 另外, 该天线阵还具有快速切换辐射方向、参数快速重构、雷达隐身性良好的优点.
本文介绍了全超导托卡马克装置EAST实验中等离子体密度反馈的方法和结果. EAST密度反馈采用普通充气 (gas puffing) 和超声分子束 (supersonic molecule beam injection, SMBI) 在放电过程中反馈进气, 获得稳定、预期的等离子体密度. 典型的一天放电实验中, 每次放电的充气量和壁滞留的变化可分为两个阶段: 第一阶段为初始约20次放电, 该阶段充气量非常高且呈指数趋势下降, 粒子滞留率为80%–90%, 壁滞留迅速上升. 第二阶段为随后的约50次放电, 该阶段充气量较小且保持稳定, 粒子滞留率为50%–70%, 壁滞留缓慢上升. SMBI的加料效率为15%–30%, 延迟时间小于5 ms. 因此使用SMBI 进行密度反馈效果优于gas puffing反馈, 相同条件下前者充气量较后者减少了～ 30%, 壁滞留减少了～ 40%, 再循环系数也相应减少. gas puffing反馈时, 采用脉宽调制模式效果优于脉幅调制模式. SMBI密度反馈可以作为未来EAST长脉冲高参数放电的主要手段之一.
本文介绍了全超导托卡马克装置EAST实验中等离子体密度反馈的方法和结果. EAST密度反馈采用普通充气 (gas puffing) 和超声分子束 (supersonic molecule beam injection, SMBI) 在放电过程中反馈进气, 获得稳定、预期的等离子体密度. 典型的一天放电实验中, 每次放电的充气量和壁滞留的变化可分为两个阶段: 第一阶段为初始约20次放电, 该阶段充气量非常高且呈指数趋势下降, 粒子滞留率为80%–90%, 壁滞留迅速上升. 第二阶段为随后的约50次放电, 该阶段充气量较小且保持稳定, 粒子滞留率为50%–70%, 壁滞留缓慢上升. SMBI的加料效率为15%–30%, 延迟时间小于5 ms. 因此使用SMBI 进行密度反馈效果优于gas puffing反馈, 相同条件下前者充气量较后者减少了～ 30%, 壁滞留减少了～ 40%, 再循环系数也相应减少. gas puffing反馈时, 采用脉宽调制模式效果优于脉幅调制模式. SMBI密度反馈可以作为未来EAST长脉冲高参数放电的主要手段之一.
在“强光一号”装置进行的Z箍缩动态黑腔实验中, 初步系统研究了动态黑腔的内爆动力学特性及辐射特性的一般规律. 通过高空间分辨图像, 对丝阵与泡沫黑腔碰撞前后泡沫辐射场的变化, 泡沫对不稳定性发展的抑制开展了细致研究. 实验结果显示, 动态黑腔负载内爆的辐射功率波形呈现双峰结构, 首峰和主峰分别对应于碰撞和滞止过程. 8 mm负载的内爆速度高于12 mm负载, 但其他内爆动力学参数和辐射参数均无明显差异. 实验使用的泡沫黑腔能够很好地抑制不稳定性的发展, 但在泡沫内部未能实现对辐射的均匀控制, 滞止泡沫等离子体柱上仍能轻易区分辐射较强和辐射较弱的区域.
在“强光一号”装置进行的Z箍缩动态黑腔实验中, 初步系统研究了动态黑腔的内爆动力学特性及辐射特性的一般规律. 通过高空间分辨图像, 对丝阵与泡沫黑腔碰撞前后泡沫辐射场的变化, 泡沫对不稳定性发展的抑制开展了细致研究. 实验结果显示, 动态黑腔负载内爆的辐射功率波形呈现双峰结构, 首峰和主峰分别对应于碰撞和滞止过程. 8 mm负载的内爆速度高于12 mm负载, 但其他内爆动力学参数和辐射参数均无明显差异. 实验使用的泡沫黑腔能够很好地抑制不稳定性的发展, 但在泡沫内部未能实现对辐射的均匀控制, 滞止泡沫等离子体柱上仍能轻易区分辐射较强和辐射较弱的区域.
在共振价键理论基础上, 选取高压液氢电子主要占据轨道的线性组合作为基组, 构建由Jastrow项和反对称孪生函数乘积项 (AGP) 组成的波函数. 考虑电子关联作用的共振价键 (RVB) 波函数得出的能量值低于LDA能量值; 当满足rs1.75或T 15000 K时引入backflow项以改善波函数结点面, 改善后的能量值下降约1 mHa/atom, 能量方差值变小. 将构建的RVB波函数与电子-离子耦合的蒙特卡罗法 (CEIMC) 相结合, 计算结果与实验及其他ab-initio结果相符合, 获得的液氘单次冲击Hugoniot曲线基本通过所有加载类型实验误差棒, 液氘在50.3 GPa处具有最大压缩率4.48, 在100120 GPa内未发现压缩率有急剧增大的现象. 构建的RVB 波函数能够适用于较宽密度与温度范围内(1.0 rs2.2, 2800 K T60000 K)液氢的模拟, 与CEIMC法相结合可提高液氢冲击特性的模拟精度.
在共振价键理论基础上, 选取高压液氢电子主要占据轨道的线性组合作为基组, 构建由Jastrow项和反对称孪生函数乘积项 (AGP) 组成的波函数. 考虑电子关联作用的共振价键 (RVB) 波函数得出的能量值低于LDA能量值; 当满足rs1.75或T 15000 K时引入backflow项以改善波函数结点面, 改善后的能量值下降约1 mHa/atom, 能量方差值变小. 将构建的RVB波函数与电子-离子耦合的蒙特卡罗法 (CEIMC) 相结合, 计算结果与实验及其他ab-initio结果相符合, 获得的液氘单次冲击Hugoniot曲线基本通过所有加载类型实验误差棒, 液氘在50.3 GPa处具有最大压缩率4.48, 在100120 GPa内未发现压缩率有急剧增大的现象. 构建的RVB 波函数能够适用于较宽密度与温度范围内(1.0 rs2.2, 2800 K T60000 K)液氢的模拟, 与CEIMC法相结合可提高液氢冲击特性的模拟精度.
有研究表明, 非共格3晶界的行为在中低层错能面心立方金属晶界 特征分布演化中发挥着重要作用. 为了掌握不同界面匹配的非共格3晶界的特性, 本文利用分子动力学(MD)模拟方法首先研究了纯铜的[0 1 1]倾侧型 非共格3晶界在7001100 K温度范围内和常压下的结构稳定性. MD模拟采用原子间相互作用长程经验多体势, 步长为510-15 s. 模拟结果表明: 所研究的五个非共格3晶界, 其结构稳定性存在很大差异, 其一般规律是, 与(1 1 1)/(1 1 1)共格孪晶界之间的夹角(角)越小, 晶界匹配值越大, 则非共格3晶界越稳定; 反之亦然. 角最小的 (2 5 5)/(2 1 1)非共格3晶界较稳定, 在退火过程中几乎不发生变化. 随着角的增大, 非共格3晶界不再稳定, 这类晶界会通过Miller指数较高一侧晶体每三层原子面合并为一层原子面 (或Miller指数较低一侧晶体每一层原子面分解为三层原子面)的机理 转变为亚稳的台阶状晶界, 台阶面部分地处于精确的能量极低 的{111}/{111}共格孪晶界上; 当提高温度退火时, 这种台阶状晶界最终会全部转变成稳定平直的{111}/{111}共格孪晶界.
有研究表明, 非共格3晶界的行为在中低层错能面心立方金属晶界 特征分布演化中发挥着重要作用. 为了掌握不同界面匹配的非共格3晶界的特性, 本文利用分子动力学(MD)模拟方法首先研究了纯铜的[0 1 1]倾侧型 非共格3晶界在7001100 K温度范围内和常压下的结构稳定性. MD模拟采用原子间相互作用长程经验多体势, 步长为510-15 s. 模拟结果表明: 所研究的五个非共格3晶界, 其结构稳定性存在很大差异, 其一般规律是, 与(1 1 1)/(1 1 1)共格孪晶界之间的夹角(角)越小, 晶界匹配值越大, 则非共格3晶界越稳定; 反之亦然. 角最小的 (2 5 5)/(2 1 1)非共格3晶界较稳定, 在退火过程中几乎不发生变化. 随着角的增大, 非共格3晶界不再稳定, 这类晶界会通过Miller指数较高一侧晶体每三层原子面合并为一层原子面 (或Miller指数较低一侧晶体每一层原子面分解为三层原子面)的机理 转变为亚稳的台阶状晶界, 台阶面部分地处于精确的能量极低 的{111}/{111}共格孪晶界上; 当提高温度退火时, 这种台阶状晶界最终会全部转变成稳定平直的{111}/{111}共格孪晶界.
运用密度泛函理论, 在6-31 G(d) 基组水平上对甘氨酸色氨酸交替组成的六种寡肽链结构进行几何优化, 并进行了结合能和振动光谱地分析. 结果表明, 寡肽的生长利于结构的稳定性. 随着肽链的生长, 单一基团的振动存在蓝移或奇偶震荡现象; 同类官能团的耦合振动存在红移现象; 而肽链端部基团的振动频率基本不变. 这些丰富的频移现象和尺寸效应、耦合效应、诱导效应、奇偶效应等因素共同竞争有关. 该结果对应用红外光谱对寡肽链的残基数及长度地测量等工作有指导意义.
运用密度泛函理论, 在6-31 G(d) 基组水平上对甘氨酸色氨酸交替组成的六种寡肽链结构进行几何优化, 并进行了结合能和振动光谱地分析. 结果表明, 寡肽的生长利于结构的稳定性. 随着肽链的生长, 单一基团的振动存在蓝移或奇偶震荡现象; 同类官能团的耦合振动存在红移现象; 而肽链端部基团的振动频率基本不变. 这些丰富的频移现象和尺寸效应、耦合效应、诱导效应、奇偶效应等因素共同竞争有关. 该结果对应用红外光谱对寡肽链的残基数及长度地测量等工作有指导意义.
本文介绍了一种简单高效的制备硅纳米孔阵结构的方法. 利用激光干涉光刻技术, 结合干法和湿法刻蚀工艺, 直接将光刻胶点阵刻蚀为硅纳米孔阵结构, 省去了图形反转工艺中的金属蒸镀和光刻胶剥离等必要步骤, 在2英寸的硅 (001) 衬底上制备了高度有序的二维纳米孔阵结构. 利用干法刻蚀产生的氟碳有机聚合物作为湿法刻蚀的掩膜, 以及在干法刻蚀时对样品进行轻微的过刻蚀, 使SiO2点阵图形下形成一层很薄的硅台面, 是本方法的两个关键工艺步骤. 扫描电子显微镜图片结果表明制备的孔阵图形大小均匀, 尺寸可控, 孔阵周期为450 nm, 方孔大小为200280 nm.
本文介绍了一种简单高效的制备硅纳米孔阵结构的方法. 利用激光干涉光刻技术, 结合干法和湿法刻蚀工艺, 直接将光刻胶点阵刻蚀为硅纳米孔阵结构, 省去了图形反转工艺中的金属蒸镀和光刻胶剥离等必要步骤, 在2英寸的硅 (001) 衬底上制备了高度有序的二维纳米孔阵结构. 利用干法刻蚀产生的氟碳有机聚合物作为湿法刻蚀的掩膜, 以及在干法刻蚀时对样品进行轻微的过刻蚀, 使SiO2点阵图形下形成一层很薄的硅台面, 是本方法的两个关键工艺步骤. 扫描电子显微镜图片结果表明制备的孔阵图形大小均匀, 尺寸可控, 孔阵周期为450 nm, 方孔大小为200280 nm.
以GEANT4为基础采用蒙特卡罗方法对能量为1 MeV的中子在锆 材料中的输运过程进行了模拟分析. 首先计算得出: 反冲核的能量主要分布在1 keV和15 keV之间, 中子和靶核发生两次弹性碰撞的平均空间距离为29.47 mm. 由于中子和靶核在发生连续两次弹性碰撞过程中产生的两个反冲核能量较低, 它们的空间距离又比较大, 由此可以推测出: 由初级离位原子产生的后续级联碰撞可以看做是一系列独立的子级联碰撞过程, 同时也计算了中子在靶材的不同深度区域内产生的反冲核数目和平均能量. 其次, 利用蒙卡方法计算得到的结果, 采用分子动力学方法, 分别计算了五种不同能量下的初级离位原子产生的级联碰撞情况, 给出了初级离位原子的能量与其产生的次级离位原子数目之间的关系以 及不同能量下的初级离位原子产生的损伤区域范围等情况, 通过蒙特卡罗方法和分子动力学方法的结合, 给出了能量为1 MeV的中子在锆材料中产生的初级辐照损伤分布图像.
以GEANT4为基础采用蒙特卡罗方法对能量为1 MeV的中子在锆 材料中的输运过程进行了模拟分析. 首先计算得出: 反冲核的能量主要分布在1 keV和15 keV之间, 中子和靶核发生两次弹性碰撞的平均空间距离为29.47 mm. 由于中子和靶核在发生连续两次弹性碰撞过程中产生的两个反冲核能量较低, 它们的空间距离又比较大, 由此可以推测出: 由初级离位原子产生的后续级联碰撞可以看做是一系列独立的子级联碰撞过程, 同时也计算了中子在靶材的不同深度区域内产生的反冲核数目和平均能量. 其次, 利用蒙卡方法计算得到的结果, 采用分子动力学方法, 分别计算了五种不同能量下的初级离位原子产生的级联碰撞情况, 给出了初级离位原子的能量与其产生的次级离位原子数目之间的关系以 及不同能量下的初级离位原子产生的损伤区域范围等情况, 通过蒙特卡罗方法和分子动力学方法的结合, 给出了能量为1 MeV的中子在锆材料中产生的初级辐照损伤分布图像.
利用强流脉冲电子束 (HCPEB) 技术对金属纯锆进行表面处理, 采用X射线衍射, 扫描电子显微镜及透射电子显微镜详细分析了辐照诱发的表层微观结构和缺陷. X射线分析结果表明, HCPEB辐照后在材料表层诱发幅值为GPa量级的压应力, 并形成{0002}, {1012}, {1120}及{1013}织构. 表层微观结构观察表明, 与其他金属材料不同, HCPEB辐照在材料表层诱发的熔坑数量极少, 多次轰击甚至几乎没有表面熔坑的形成. 此外, 在快速的加热和冷却状态下, 在表面熔化层形成大量的超细晶粒结构, 同时诱发马氏体相变和强烈的塑性变形. 1次HCPEB辐照后表层内形成的变形微结构以位错为主, 孪晶数量较少; 5 次辐照样品的位错密度迅速增高, 孪晶数量也显著增加; 10次辐照后样品中的变形微结构以变形孪晶为主, 且出现二次孪晶现象. 表层晶粒内部变形的晶体学特征不仅决定了表层的织构演化行为, 而且还起到细化晶粒的作用, 为纯锆及锆合金表面强化提供了一条有效的途径.
利用强流脉冲电子束 (HCPEB) 技术对金属纯锆进行表面处理, 采用X射线衍射, 扫描电子显微镜及透射电子显微镜详细分析了辐照诱发的表层微观结构和缺陷. X射线分析结果表明, HCPEB辐照后在材料表层诱发幅值为GPa量级的压应力, 并形成{0002}, {1012}, {1120}及{1013}织构. 表层微观结构观察表明, 与其他金属材料不同, HCPEB辐照在材料表层诱发的熔坑数量极少, 多次轰击甚至几乎没有表面熔坑的形成. 此外, 在快速的加热和冷却状态下, 在表面熔化层形成大量的超细晶粒结构, 同时诱发马氏体相变和强烈的塑性变形. 1次HCPEB辐照后表层内形成的变形微结构以位错为主, 孪晶数量较少; 5 次辐照样品的位错密度迅速增高, 孪晶数量也显著增加; 10次辐照后样品中的变形微结构以变形孪晶为主, 且出现二次孪晶现象. 表层晶粒内部变形的晶体学特征不仅决定了表层的织构演化行为, 而且还起到细化晶粒的作用, 为纯锆及锆合金表面强化提供了一条有效的途径.
对一款商用串口I2C型铁电存储器进行了60Co 辐射和退火实验, 研究了铁电存储器的总剂量效应和退火特性. 使用了超大规模集成电路测试系统测试了铁电存储器的DC, AC, 功能参数, 分析了辐射敏感参数在辐射和退火过程中的变化规律. 实验结果表明: 总剂量辐射在器件内产生大量氧化物陷阱电荷, 造成了铁电存储器外围控制电路MOS管阈值向负向漂移, 氧化物陷阱电荷引入附加电场使铁电薄膜受肖特基发射或空间电荷限制电流的作用, 产生辐射感生漏电流. 由于浅能级亚稳态的氧化物陷阱电荷数量上多于深能级氧化物陷阱电荷, 使得器件功能和辐射敏感参数在常温退火过程中快速恢复.
对一款商用串口I2C型铁电存储器进行了60Co 辐射和退火实验, 研究了铁电存储器的总剂量效应和退火特性. 使用了超大规模集成电路测试系统测试了铁电存储器的DC, AC, 功能参数, 分析了辐射敏感参数在辐射和退火过程中的变化规律. 实验结果表明: 总剂量辐射在器件内产生大量氧化物陷阱电荷, 造成了铁电存储器外围控制电路MOS管阈值向负向漂移, 氧化物陷阱电荷引入附加电场使铁电薄膜受肖特基发射或空间电荷限制电流的作用, 产生辐射感生漏电流. 由于浅能级亚稳态的氧化物陷阱电荷数量上多于深能级氧化物陷阱电荷, 使得器件功能和辐射敏感参数在常温退火过程中快速恢复.
本文运用全量子化的不变本征算符方法, 求解了含有不同简谐在位势的一维双原子链模型, 得到其色散关系并讨论了不同在位势系数之比和力常数对于色散关系高频支和低频支的影响, 分析发现在位势的存在使得低频支和高频支的频谱都有一定程度的抬高; 在一定的条件下, 布里渊区边界的高频支与低频支存在交点, 意味着在某些在位势下, 高频支与低频支的频隙为零.
本文运用全量子化的不变本征算符方法, 求解了含有不同简谐在位势的一维双原子链模型, 得到其色散关系并讨论了不同在位势系数之比和力常数对于色散关系高频支和低频支的影响, 分析发现在位势的存在使得低频支和高频支的频谱都有一定程度的抬高; 在一定的条件下, 布里渊区边界的高频支与低频支存在交点, 意味着在某些在位势下, 高频支与低频支的频隙为零.
采用Monte Carlo模拟方法研究了小体积比三维格子气模型中的相分离过程, 比较了sc, fcc, bcc 等3种晶格类型和T/Tc=0.450.85等 5个相对温度的系统演化行为, 计算了系统的结构因子函数, 发现结构因子在相分离早期不满足标度关系, 生长指数等于1/6, 小于经典Lifshitz-Slyozov理论的值.
采用Monte Carlo模拟方法研究了小体积比三维格子气模型中的相分离过程, 比较了sc, fcc, bcc 等3种晶格类型和T/Tc=0.450.85等 5个相对温度的系统演化行为, 计算了系统的结构因子函数, 发现结构因子在相分离早期不满足标度关系, 生长指数等于1/6, 小于经典Lifshitz-Slyozov理论的值.
用磁控溅射技术制备不同调幅波长 (L) 的W(Mo)/Cu纳米多层膜,所制膜系在60 keV氦离子 (He+) 辐照条件下注入不同剂量: 0, 11017 He+/cm2, 51017 He+/cm2. 用X射线衍射仪 (XRD) 和高分辨透射电子显微镜(TEM)表征W(Mo)/Cu纳米多层膜辐照前后微观结构. 研究结果表明: 1) He+离子轰击引起温升效应是导致沉积态亚稳相-W 转变成稳态 -W相的主因, 而与调幅波长无明确关联; 2) 纳米多层结构中W(Mo) 和Cu膜显现出的辐照耐受性与调幅波长相关, 调幅波长越小, 抗He+的辐照性能越强; 3) 在51017 He+/cm2注入条件下, 观察到He团簇/泡在纳米结构W(Mo) 和Cu膜中的积聚行为存在明显差异: 在W (Mo) 膜中He团簇/泡的分布与晶粒取向相关, He团簇/泡倾向于沿W (211) 晶面分布; 而Cu膜非晶化且He团簇/泡在其体内呈均匀分布.
用磁控溅射技术制备不同调幅波长 (L) 的W(Mo)/Cu纳米多层膜,所制膜系在60 keV氦离子 (He+) 辐照条件下注入不同剂量: 0, 11017 He+/cm2, 51017 He+/cm2. 用X射线衍射仪 (XRD) 和高分辨透射电子显微镜(TEM)表征W(Mo)/Cu纳米多层膜辐照前后微观结构. 研究结果表明: 1) He+离子轰击引起温升效应是导致沉积态亚稳相-W 转变成稳态 -W相的主因, 而与调幅波长无明确关联; 2) 纳米多层结构中W(Mo) 和Cu膜显现出的辐照耐受性与调幅波长相关, 调幅波长越小, 抗He+的辐照性能越强; 3) 在51017 He+/cm2注入条件下, 观察到He团簇/泡在纳米结构W(Mo) 和Cu膜中的积聚行为存在明显差异: 在W (Mo) 膜中He团簇/泡的分布与晶粒取向相关, He团簇/泡倾向于沿W (211) 晶面分布; 而Cu膜非晶化且He团簇/泡在其体内呈均匀分布.
采用基于密度泛函理论框架下的第一性原理平面波超软赝势方法, 建立了纯的和四种不同Ga掺杂量的ZnO超胞模型, 分别对模型进行了几何结构优化、能带结构分布、态密度分布和吸收光谱的计算. 结果表明, 在本文限定的Ga掺杂量2.08 at%6.25 at%的范围内, 随着Ga掺杂量的增加, 掺杂后的ZnO体系体积变化不是很大, 但是, 掺杂体系ZnO的能量增加, 掺杂体系变得越来越不稳定, 同时, 掺杂体系ZnO的Burstein-Moss 效应越显著, 最小光学带隙变得越宽, 吸收带边越向高能方向移动. 计算结果和实验结果相一致.
采用基于密度泛函理论框架下的第一性原理平面波超软赝势方法, 建立了纯的和四种不同Ga掺杂量的ZnO超胞模型, 分别对模型进行了几何结构优化、能带结构分布、态密度分布和吸收光谱的计算. 结果表明, 在本文限定的Ga掺杂量2.08 at%6.25 at%的范围内, 随着Ga掺杂量的增加, 掺杂后的ZnO体系体积变化不是很大, 但是, 掺杂体系ZnO的能量增加, 掺杂体系变得越来越不稳定, 同时, 掺杂体系ZnO的Burstein-Moss 效应越显著, 最小光学带隙变得越宽, 吸收带边越向高能方向移动. 计算结果和实验结果相一致.
基于密度泛函理论框架下的第一性原理平面波超软赝势方法, 构建了未掺杂与相同掺杂浓度的Zn1-xTMxO (TM=Al, Ga, In) 超胞模型,分别对模型进行了几何结构优化、态密度分布和能带分布的计算. 结果表明, 分别高掺杂 (Al, Ga, In) 相同原子分数3.125 at%的条件下, In掺杂对ZnO导电性能最好的结果, 计算结果和实验结果相一致.
基于密度泛函理论框架下的第一性原理平面波超软赝势方法, 构建了未掺杂与相同掺杂浓度的Zn1-xTMxO (TM=Al, Ga, In) 超胞模型,分别对模型进行了几何结构优化、态密度分布和能带分布的计算. 结果表明, 分别高掺杂 (Al, Ga, In) 相同原子分数3.125 at%的条件下, In掺杂对ZnO导电性能最好的结果, 计算结果和实验结果相一致.
通过考虑体散射、界面电荷的库仑散射以及 Al2O3/InxGa1-xAs 界面粗糙散射等主要散射机理, 建立了以 Al2O3为栅介质InxGa1-xAs n 沟金属-氧化物-半导体场效应晶体管 (nMOSFETs) 反型沟道电子迁移率模型, 模拟结果与实验数据有好的符合. 利用该模型分析表明, 在低至中等有效电场下, 电子迁移率主要受界面电荷库仑散射的影响; 而在强场下, 电子迁移率则取决于界面粗糙度散射. 降低界面态密度, 减小 Al2O3/InxGa1-xAs 界面粗糙度, 适当提高In含量并控制沟道掺杂在合适值是提高 InGaAs nMOSFETs 反型沟道电子迁移率的主要途径.
通过考虑体散射、界面电荷的库仑散射以及 Al2O3/InxGa1-xAs 界面粗糙散射等主要散射机理, 建立了以 Al2O3为栅介质InxGa1-xAs n 沟金属-氧化物-半导体场效应晶体管 (nMOSFETs) 反型沟道电子迁移率模型, 模拟结果与实验数据有好的符合. 利用该模型分析表明, 在低至中等有效电场下, 电子迁移率主要受界面电荷库仑散射的影响; 而在强场下, 电子迁移率则取决于界面粗糙度散射. 降低界面态密度, 减小 Al2O3/InxGa1-xAs 界面粗糙度, 适当提高In含量并控制沟道掺杂在合适值是提高 InGaAs nMOSFETs 反型沟道电子迁移率的主要途径.
本文首先制备了与AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管 (HEMT) 结构与特性等效的AlGaN/GaN异质结肖特基二极管, 采用步进应力测试比较了不同栅压下器件漏电流的变化情况, 然后基于电流-电压和电容-电压测试验证了退化前后漏电流的传输机理, 并使用失效分析技术光发射显微镜 (EMMI) 观测器件表面的光发射, 研究了漏电流的时间依赖退化机理. 实验结果表明: 在栅压高于某临界值后, 器件漏电流随时间开始增加, 同时伴有较大的噪声. 将极化电场引入电流与电场的依赖关系后, 器件退化前后的 log(IFT/E)与E 都遵循良好的线性关系, 表明漏电流均由电子Frenkel-Poole (FP) 发射主导. 退化后 log(IFT/E)与E 曲线斜率的减小, 以及利用EMMI在栅边缘直接观察到了与缺陷存在对应关系的热点, 证明了漏电流退化的机理是: 高电场在AlGaN层中诱发了新的缺陷, 而缺陷密度的增加导致了FP发射电流IFT的增加.
本文首先制备了与AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管 (HEMT) 结构与特性等效的AlGaN/GaN异质结肖特基二极管, 采用步进应力测试比较了不同栅压下器件漏电流的变化情况, 然后基于电流-电压和电容-电压测试验证了退化前后漏电流的传输机理, 并使用失效分析技术光发射显微镜 (EMMI) 观测器件表面的光发射, 研究了漏电流的时间依赖退化机理. 实验结果表明: 在栅压高于某临界值后, 器件漏电流随时间开始增加, 同时伴有较大的噪声. 将极化电场引入电流与电场的依赖关系后, 器件退化前后的 log(IFT/E)与E 都遵循良好的线性关系, 表明漏电流均由电子Frenkel-Poole (FP) 发射主导. 退化后 log(IFT/E)与E 曲线斜率的减小, 以及利用EMMI在栅边缘直接观察到了与缺陷存在对应关系的热点, 证明了漏电流退化的机理是: 高电场在AlGaN层中诱发了新的缺陷, 而缺陷密度的增加导致了FP发射电流IFT的增加.
为定量研究在PHEMT栅电流退化过程中, 不同失效机理对应的参数退化时间常数及退化比例, 本文基于退化过程中物理化学反应中反应量浓度与反应速率的关系, 建立了PHEMT栅电流参数退化模型. 利用在线实验的方法获得PHEMT电学参数的退化规律, 分析参数随时间的退化规律, 得到不同时间段内影响栅电流退化的失效机理, 并基于栅电流参数退化模型, 得到了不同的失效机理对应的参数退化时间常数及退化比例.
为定量研究在PHEMT栅电流退化过程中, 不同失效机理对应的参数退化时间常数及退化比例, 本文基于退化过程中物理化学反应中反应量浓度与反应速率的关系, 建立了PHEMT栅电流参数退化模型. 利用在线实验的方法获得PHEMT电学参数的退化规律, 分析参数随时间的退化规律, 得到不同时间段内影响栅电流退化的失效机理, 并基于栅电流参数退化模型, 得到了不同的失效机理对应的参数退化时间常数及退化比例.
本文通过自洽地求解薛定鄂方程及泊松方程计算了在温度T=0, 有效质量近似下, Si均匀掺杂的GaAs/AlGaAs量子阱系统的电子态结构. 研究了掺杂浓度及掺杂层厚度对子带能量, 本征包络函数, 自洽势, 电子密度分布, 及费米能量的影响. 发现在给定掺杂浓度下, 子带能量随掺杂层厚度的增加单调递减, 自洽势的势阱变宽变浅, 电子密度分布变宽, 峰值变低; 在给定掺杂层厚度下, 随掺杂浓度的增加子带能量及费米能级单调递增, 自洽势阱变深变陡变窄, 电子密度分布的峰值变高, 集中在中心.
本文通过自洽地求解薛定鄂方程及泊松方程计算了在温度T=0, 有效质量近似下, Si均匀掺杂的GaAs/AlGaAs量子阱系统的电子态结构. 研究了掺杂浓度及掺杂层厚度对子带能量, 本征包络函数, 自洽势, 电子密度分布, 及费米能量的影响. 发现在给定掺杂浓度下, 子带能量随掺杂层厚度的增加单调递减, 自洽势的势阱变宽变浅, 电子密度分布变宽, 峰值变低; 在给定掺杂层厚度下, 随掺杂浓度的增加子带能量及费米能级单调递增, 自洽势阱变深变陡变窄, 电子密度分布的峰值变高, 集中在中心.
本文将第一性原理和紧束缚方法结合起来, 研究了层间不同旋转角度对双层石墨烯的电子能带结构和态密度的影响. 分析发现, 旋转双层石墨烯具有线性的电子能量色散关系, 但其费米速度随着旋转角度的减小而降低. 进一步研究其电子能带结构发现, 不同旋转角度的双层石墨烯在M点可能会出现大小不同的的带隙, 而这些能隙会增强双层石墨烯的拉曼模强度, 并由拉曼光谱实验所证实. 通过对比双层石墨烯的晶体结构和电子态密度, 发现M点处带隙来自于晶体结构中的类AB堆垛区.
本文将第一性原理和紧束缚方法结合起来, 研究了层间不同旋转角度对双层石墨烯的电子能带结构和态密度的影响. 分析发现, 旋转双层石墨烯具有线性的电子能量色散关系, 但其费米速度随着旋转角度的减小而降低. 进一步研究其电子能带结构发现, 不同旋转角度的双层石墨烯在M点可能会出现大小不同的的带隙, 而这些能隙会增强双层石墨烯的拉曼模强度, 并由拉曼光谱实验所证实. 通过对比双层石墨烯的晶体结构和电子态密度, 发现M点处带隙来自于晶体结构中的类AB堆垛区.
利用严格对角化方法研究了Thue-Morse准周期调制下 自旋1/2反铁磁XY模型中的晶格畸变行为. 结果显示: 系统中每个格点的晶格畸变幅度介于均匀分布和无序分布之间. 对于较弱的准周期调制, 调制强度的增加有利于晶格畸变的形成. 但是, 对于较强的准周期调制, 调制强度的增加则阻碍晶格畸变的形成. 此外, 系统低能谱的能隙也明显受到准周期调制的影响.
利用严格对角化方法研究了Thue-Morse准周期调制下 自旋1/2反铁磁XY模型中的晶格畸变行为. 结果显示: 系统中每个格点的晶格畸变幅度介于均匀分布和无序分布之间. 对于较弱的准周期调制, 调制强度的增加有利于晶格畸变的形成. 但是, 对于较强的准周期调制, 调制强度的增加则阻碍晶格畸变的形成. 此外, 系统低能谱的能隙也明显受到准周期调制的影响.
采用真空非自耗电弧炉熔炼, 然后进行固溶处理制备了Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4) 试样. 运用X射线衍射分析、显微组织分析、差示扫描量热法 (DSC)、标准电阻应变计法等实验方法, 研究了添加Co 对Mn-Fe合金的磁诱发应变 (magnetic-field-induced strain, MFIS) 性能的影响. 研究表明, Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4)试样在室温下为单一的相组织. 随着Co含量的增加, Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4)试样的磁性转变温度TN (Neel点) 呈降低的趋势, 但都高于室温, 在室温下呈现反铁磁性; Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4) 试样的最大磁诱发应变也呈增加的趋势. Mn70Fe26Co4试样的MFIS 在1.1 T时达到60 ppm.
采用真空非自耗电弧炉熔炼, 然后进行固溶处理制备了Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4) 试样. 运用X射线衍射分析、显微组织分析、差示扫描量热法 (DSC)、标准电阻应变计法等实验方法, 研究了添加Co 对Mn-Fe合金的磁诱发应变 (magnetic-field-induced strain, MFIS) 性能的影响. 研究表明, Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4)试样在室温下为单一的相组织. 随着Co含量的增加, Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4)试样的磁性转变温度TN (Neel点) 呈降低的趋势, 但都高于室温, 在室温下呈现反铁磁性; Mn70Fe30-xCox (x=0,2,4) 试样的最大磁诱发应变也呈增加的趋势. Mn70Fe26Co4试样的MFIS 在1.1 T时达到60 ppm.
本文通过分析比较给出了常用二维等效介质理论解析解的适用条件并 且将有效介质理论的适用范围推广至零级衍射边界处, 并通过FDTD模拟验证了该解析方法的准确性. 这不仅解决了长期以来没有精确二维有效介质理论(2D-EMT)解析解的困境, 而且使得直接用解析公式设计和定量解释减反微结构的减反效果变得可能, 有着广泛的应用前景.
本文通过分析比较给出了常用二维等效介质理论解析解的适用条件并 且将有效介质理论的适用范围推广至零级衍射边界处, 并通过FDTD模拟验证了该解析方法的准确性. 这不仅解决了长期以来没有精确二维有效介质理论(2D-EMT)解析解的困境, 而且使得直接用解析公式设计和定量解释减反微结构的减反效果变得可能, 有着广泛的应用前景.
采用化学沉淀法一次煅烧工艺制备了Ba1.99-x/2-2ySiO4:Eu0.012+, Lix+y2+, Euy3+绿色荧光粉, 用X射线衍射仪和荧光分光光度计对样品的晶体结构、发光性能进行表征. 结果表明: 少量Eu2+, Li+和Er3+的共掺杂没有改变晶体结构; 其激发光谱分布在270440 nm波长范围, 谱峰位于288 nm, 360 nm处, 可以被InGaN 管芯产生的360410 nm辐射有效激发; 在360 nm近紫外光激发下, 测得其发射光谱峰值在500 nm 处, 是Eu2+4f65d14f7跃迁的典型发射; 荧光粉发光强度随着Li+掺杂量的增大先增强, 后减弱, 当x=0.1时, 发光强度最大; 随着Li+, Er3+共掺杂量的增加(y=0.012), 出现位于530 nm和488 nm的发射峰, 对应于Er3+的2H11/24I15/2和4F7/24I15/2特征发射, 同时分析了Eu2+Er3+的能量传递过程.
采用化学沉淀法一次煅烧工艺制备了Ba1.99-x/2-2ySiO4:Eu0.012+, Lix+y2+, Euy3+绿色荧光粉, 用X射线衍射仪和荧光分光光度计对样品的晶体结构、发光性能进行表征. 结果表明: 少量Eu2+, Li+和Er3+的共掺杂没有改变晶体结构; 其激发光谱分布在270440 nm波长范围, 谱峰位于288 nm, 360 nm处, 可以被InGaN 管芯产生的360410 nm辐射有效激发; 在360 nm近紫外光激发下, 测得其发射光谱峰值在500 nm 处, 是Eu2+4f65d14f7跃迁的典型发射; 荧光粉发光强度随着Li+掺杂量的增大先增强, 后减弱, 当x=0.1时, 发光强度最大; 随着Li+, Er3+共掺杂量的增加(y=0.012), 出现位于530 nm和488 nm的发射峰, 对应于Er3+的2H11/24I15/2和4F7/24I15/2特征发射, 同时分析了Eu2+Er3+的能量传递过程.
本文测量了入射能为225 keV/u的Ne2+离子穿过不同厚度碳膜诱导的前向、后向 (分别对应出射表面和入射表面) 电子发射产额. 实验中通过改变炮弹离子的能量, 系统的研究了势能沉积、电子能损以及反冲原子对前向、后向电子发射产额的贡献. 结果表明, 离子的势能沉积只对后向电子发射有贡献, 前向、后向电子发射产额分别与Ne2+离子在薄膜出射、入射表面的电子能损近似成正比关系, 其中电子能损很低 (对应于离子能量很低) 的时候, 反冲原子对电子发射的贡献不能忽略.
本文测量了入射能为225 keV/u的Ne2+离子穿过不同厚度碳膜诱导的前向、后向 (分别对应出射表面和入射表面) 电子发射产额. 实验中通过改变炮弹离子的能量, 系统的研究了势能沉积、电子能损以及反冲原子对前向、后向电子发射产额的贡献. 结果表明, 离子的势能沉积只对后向电子发射有贡献, 前向、后向电子发射产额分别与Ne2+离子在薄膜出射、入射表面的电子能损近似成正比关系, 其中电子能损很低 (对应于离子能量很低) 的时候, 反冲原子对电子发射的贡献不能忽略.
本文系统研究了氧离子注入剂量和退火温度对含有Si-V发光中 心的微晶金刚石薄膜的微结构和光电性能的影响. 结果表明, 氧离子注入并在较高温度退火有利于提高薄膜中Si-V中心的发光强度. 当氧离子注入剂量从1014 cm-2增加到1015 cm-2时, 薄膜中Si-V发光强度增强. Hall效应测试结果表明退火后薄膜的面电阻率降低. 不同温度退火时, 氧离子注入薄膜的Si-V发光强度较强时, 薄膜的面电阻率增加, 说明Si-V发光中心不利于提高薄膜的导电性能. Raman光谱测试结果表明, 薄膜中缺陷数量的增多会增强Si-V的发光强度, 而降低薄膜的导电性能.
本文系统研究了氧离子注入剂量和退火温度对含有Si-V发光中 心的微晶金刚石薄膜的微结构和光电性能的影响. 结果表明, 氧离子注入并在较高温度退火有利于提高薄膜中Si-V中心的发光强度. 当氧离子注入剂量从1014 cm-2增加到1015 cm-2时, 薄膜中Si-V发光强度增强. Hall效应测试结果表明退火后薄膜的面电阻率降低. 不同温度退火时, 氧离子注入薄膜的Si-V发光强度较强时, 薄膜的面电阻率增加, 说明Si-V发光中心不利于提高薄膜的导电性能. Raman光谱测试结果表明, 薄膜中缺陷数量的增多会增强Si-V的发光强度, 而降低薄膜的导电性能.
设计、仿真并实验验证了基于宽边耦合螺旋结构的低频小型化超材料吸波体. 实验测试结果表明, 该超材料吸波体在1.39 GHz吸收率达到最大为98%, 其单元尺寸和总厚度均为6.8 mm, 约为1/32工作波长, 实现小型化窄带吸波. 由于吸波体中螺旋结构是旋转对称排列的, 因而其对垂直入射电磁波的极化方向是不敏感的. 此外, 该超材料吸波体对斜入射横电和横磁极化电磁波在60°时, 仍具有强吸收.
设计、仿真并实验验证了基于宽边耦合螺旋结构的低频小型化超材料吸波体. 实验测试结果表明, 该超材料吸波体在1.39 GHz吸收率达到最大为98%, 其单元尺寸和总厚度均为6.8 mm, 约为1/32工作波长, 实现小型化窄带吸波. 由于吸波体中螺旋结构是旋转对称排列的, 因而其对垂直入射电磁波的极化方向是不敏感的. 此外, 该超材料吸波体对斜入射横电和横磁极化电磁波在60°时, 仍具有强吸收.
采用脉冲激光沉积法 (PLD), 以石英玻璃为衬底制备了钽掺杂TiO2薄膜并研究了薄膜样品的光电性质. 沉积氧气分气压从0.3 Pa变化到0.7 Pa时薄膜样品的帯隙变化范围是3.26 eV到3.49 eV. 通过测量电阻率随温度的变化关系确定了薄膜内部的主要导电机理. 在150 K到210 K温度范围内, 热激发导电机理是主要的导电机理; 而在10 K到150 K范围内; 电导率随温度的变化复合Mott的多级变程跳跃模型 (VRH); 在210 K到300 K范围内, 电阻率和exp(b/T)1/2呈正比关系.
采用脉冲激光沉积法 (PLD), 以石英玻璃为衬底制备了钽掺杂TiO2薄膜并研究了薄膜样品的光电性质. 沉积氧气分气压从0.3 Pa变化到0.7 Pa时薄膜样品的帯隙变化范围是3.26 eV到3.49 eV. 通过测量电阻率随温度的变化关系确定了薄膜内部的主要导电机理. 在150 K到210 K温度范围内, 热激发导电机理是主要的导电机理; 而在10 K到150 K范围内; 电导率随温度的变化复合Mott的多级变程跳跃模型 (VRH); 在210 K到300 K范围内, 电阻率和exp(b/T)1/2呈正比关系.
本实验以氯化铜 (CuCl2·2H2O) 和二硫化碳(CS2)为原料, 以乙二醇(C2H6O2) 为溶剂, 通过溶剂热法成功制备了具有可见光活性的花状硫化铜(CuS) 级次纳米结构. 并利用X射线粉末衍射技术(XRD)、扫描电子显微镜(SEM)、透射电子显微镜(TEM) 等技术对其进行了表征, 利用紫外可见吸收光谱(Uv-vis)分析了其光学性能, 并以甲基橙为目标降解物对其可见光催化活性进行了研究. 结果表明: 花状CuS级次纳米结构具有很高的可见光催化活性, 与体相CuS粉末相比有很大的提高, 在自然光照射下对甲基橙的降解率可以达到100%. 同时本文对花状级次纳米结构的形成机理进行了分析.
本实验以氯化铜 (CuCl2·2H2O) 和二硫化碳(CS2)为原料, 以乙二醇(C2H6O2) 为溶剂, 通过溶剂热法成功制备了具有可见光活性的花状硫化铜(CuS) 级次纳米结构. 并利用X射线粉末衍射技术(XRD)、扫描电子显微镜(SEM)、透射电子显微镜(TEM) 等技术对其进行了表征, 利用紫外可见吸收光谱(Uv-vis)分析了其光学性能, 并以甲基橙为目标降解物对其可见光催化活性进行了研究. 结果表明: 花状CuS级次纳米结构具有很高的可见光催化活性, 与体相CuS粉末相比有很大的提高, 在自然光照射下对甲基橙的降解率可以达到100%. 同时本文对花状级次纳米结构的形成机理进行了分析.
本文采用自洽场理论模拟了AB/CD嵌段共聚物共混体系的自组装. 改变组分B与D间的相互作用, 得到了不同空间尺度上的两种层状结构和只能在非对称组成情况才能得到的核壳结构. 结果表明, 这种多尺度结构的形成是因为BD间排斥作用的减弱或者吸引 作用的增强导致二者间相互融合程度的增加. 当BD间的相互融合程度与AB和CD间的相互融合程度相当时, 体系会发生宏观层状与微观层状结构间的转变. 此外, 本文还从能量角度揭示了体系发生这种结构转变的深层次原因.
本文采用自洽场理论模拟了AB/CD嵌段共聚物共混体系的自组装. 改变组分B与D间的相互作用, 得到了不同空间尺度上的两种层状结构和只能在非对称组成情况才能得到的核壳结构. 结果表明, 这种多尺度结构的形成是因为BD间排斥作用的减弱或者吸引 作用的增强导致二者间相互融合程度的增加. 当BD间的相互融合程度与AB和CD间的相互融合程度相当时, 体系会发生宏观层状与微观层状结构间的转变. 此外, 本文还从能量角度揭示了体系发生这种结构转变的深层次原因.
本文以 Fe59.5Ni28Al11.5Ta1 形状记忆合金为研究对象, 采用金相显微镜、X 射线衍射仪、扫描电镜、能谱仪和压力试验机等研究了轧制后不同时 效时间处理对该合金组织结构和性能的影响. 结果表明, 随着时效的进行, γ’ 相和 β’ 相的相继析出, 强化了奥氏体基体. 综合伪弹性曲线看出, 随着时效时间的增加, 600 ℃时效态合金的应力诱发马氏体临界应力先减小后增大, 合金的抗压强度、可恢复的应变和硬度都先增大后减小, 合金的残余应变则先减小后增大, 时效时间为 60 h 时, 合金的抗压强度最大, 到达1306 MPa, 此时合金的可恢复形变最大, 达到14.9%, 合金的硬度也最大, 合金的残余应变相对最小. 但随着时效时间的延长, 合金的最大应变逐渐减小, 合金塑性逐渐减小. Fe59.5Ni28Al11.5Ta1 形状记忆合金的性能与沉淀相的颗粒大小、分布、体积分数等因素有关.
本文以 Fe59.5Ni28Al11.5Ta1 形状记忆合金为研究对象, 采用金相显微镜、X 射线衍射仪、扫描电镜、能谱仪和压力试验机等研究了轧制后不同时 效时间处理对该合金组织结构和性能的影响. 结果表明, 随着时效的进行, γ’ 相和 β’ 相的相继析出, 强化了奥氏体基体. 综合伪弹性曲线看出, 随着时效时间的增加, 600 ℃时效态合金的应力诱发马氏体临界应力先减小后增大, 合金的抗压强度、可恢复的应变和硬度都先增大后减小, 合金的残余应变则先减小后增大, 时效时间为 60 h 时, 合金的抗压强度最大, 到达1306 MPa, 此时合金的可恢复形变最大, 达到14.9%, 合金的硬度也最大, 合金的残余应变相对最小. 但随着时效时间的延长, 合金的最大应变逐渐减小, 合金塑性逐渐减小. Fe59.5Ni28Al11.5Ta1 形状记忆合金的性能与沉淀相的颗粒大小、分布、体积分数等因素有关.
在科宁7059玻璃, FTO, ITO, AZO四种衬底上磁控溅射CdS薄膜, 并在CdCl2+干燥空气380 ℃退火, 分别研究了不同衬底和退火工艺对CdS薄膜形貌、结构和光学性能的影响. 扫描电子显微镜形貌表明: 不同衬底原位溅射CdS薄膜的形貌不同, 退火后相应CdS薄膜的晶粒度和表面粗糙度明显增大. XRD衍射图谱表明: 不同衬底原位溅射和退火CdS薄膜均为六角相和立方相的混相结构, 退火前后科宁7059玻璃, FTO, AZO衬底上CdS薄膜有 H(002)/C(111) 最强衍射峰, ITO衬底原位溅射CdS薄膜没有明显的最强衍射峰, 退火后出现 H(002)/(111) 最强衍射峰. 紫外-可见分光光度计分析表明: AZO, FTO, ITO, 科宁7059玻璃衬底CdS薄膜的可见光平均透过率依次减小, 退火后相应衬底CdS薄膜的可见光平均透过率增大, 光学吸收系数降低; 退火显著增大了不同衬底CdS薄膜的光学带隙. 分析得出: 上述结果是由于不同衬底类型和退火工艺对CdS多晶薄膜的形貌、结构和带尾态掺杂浓度改变的结果.
在科宁7059玻璃, FTO, ITO, AZO四种衬底上磁控溅射CdS薄膜, 并在CdCl2+干燥空气380 ℃退火, 分别研究了不同衬底和退火工艺对CdS薄膜形貌、结构和光学性能的影响. 扫描电子显微镜形貌表明: 不同衬底原位溅射CdS薄膜的形貌不同, 退火后相应CdS薄膜的晶粒度和表面粗糙度明显增大. XRD衍射图谱表明: 不同衬底原位溅射和退火CdS薄膜均为六角相和立方相的混相结构, 退火前后科宁7059玻璃, FTO, AZO衬底上CdS薄膜有 H(002)/C(111) 最强衍射峰, ITO衬底原位溅射CdS薄膜没有明显的最强衍射峰, 退火后出现 H(002)/(111) 最强衍射峰. 紫外-可见分光光度计分析表明: AZO, FTO, ITO, 科宁7059玻璃衬底CdS薄膜的可见光平均透过率依次减小, 退火后相应衬底CdS薄膜的可见光平均透过率增大, 光学吸收系数降低; 退火显著增大了不同衬底CdS薄膜的光学带隙. 分析得出: 上述结果是由于不同衬底类型和退火工艺对CdS多晶薄膜的形貌、结构和带尾态掺杂浓度改变的结果.
基于电化学-热耦合模型研究聚合物锂离子动力电池放电过程热行为, 分析了放电倍率、冷却条件对电池放电过程的温度变化及分布的影响规律. 结果表明: 3C放电时, 模型计算结果与实测结果的平均偏差为0.57 K, 方差为0.15, 说明模型准确度较高. 电芯的平均生热率在整个放电过程中呈现出增加的趋势, 初期和末期增长较快. 大倍率放电时, 与电流密度的平方呈正比的不可逆热所占的比重较大, 小倍率放电时, 电化学反应可逆热占主导. 改善冷却条件能降低电池放电过程的平均温度, 对流传热过程的表面传热系数为5 W/(m2·K), 1 C, 3 C, 5 C放电结束时, 电芯的平均温升为分别为6.46 K, 17.67 K, 27.53 K, 当对流传热过程的表面传热系数增加至25 W/(m2·K)时, 温升比自然对流条件下相同倍率放电时的温度分别降低了2.91 K, 4.68 K, 5.62 K, 但电芯温度分布的不一致性也会加剧.
基于电化学-热耦合模型研究聚合物锂离子动力电池放电过程热行为, 分析了放电倍率、冷却条件对电池放电过程的温度变化及分布的影响规律. 结果表明: 3C放电时, 模型计算结果与实测结果的平均偏差为0.57 K, 方差为0.15, 说明模型准确度较高. 电芯的平均生热率在整个放电过程中呈现出增加的趋势, 初期和末期增长较快. 大倍率放电时, 与电流密度的平方呈正比的不可逆热所占的比重较大, 小倍率放电时, 电化学反应可逆热占主导. 改善冷却条件能降低电池放电过程的平均温度, 对流传热过程的表面传热系数为5 W/(m2·K), 1 C, 3 C, 5 C放电结束时, 电芯的平均温升为分别为6.46 K, 17.67 K, 27.53 K, 当对流传热过程的表面传热系数增加至25 W/(m2·K)时, 温升比自然对流条件下相同倍率放电时的温度分别降低了2.91 K, 4.68 K, 5.62 K, 但电芯温度分布的不一致性也会加剧.
本文针对感应电能传输系统分岔频率的输送控制问题, 提出一种基于延时干扰的变轨控制方法. 该方法在反馈控制环节中加入一段延时干扰, 通过调节延时参数, 可使系统相轨迹流在各稳定极限环吸引子间自由切换. 文中以原副边均为串联谐振的感应电能传输系统为例, 对该方法的机理及实现方案进行了研究, 并通过仿真和实验验证了其有效性. 论文的研究结果对类似多吸引子分岔行为的输送控制可提供一定的理论参考.
本文针对感应电能传输系统分岔频率的输送控制问题, 提出一种基于延时干扰的变轨控制方法. 该方法在反馈控制环节中加入一段延时干扰, 通过调节延时参数, 可使系统相轨迹流在各稳定极限环吸引子间自由切换. 文中以原副边均为串联谐振的感应电能传输系统为例, 对该方法的机理及实现方案进行了研究, 并通过仿真和实验验证了其有效性. 论文的研究结果对类似多吸引子分岔行为的输送控制可提供一定的理论参考.
本文首先利用光敏电阻阻值的可控性, 建立了磁通控制型忆阻器的等效电路模型. 通过对忆感器和忆阻器间转换关系的分析, 采用模拟电子元器件设计了磁通控制型忆感器的实用等效电路模型, 给出了理论分析并结合Pspice软件进行了仿真验证. 忆感器等效电路模型的韦安关系展现出典型的非线性磁滞回线特性. 最后, 运用实验手段研究了正弦波和三角波两种典型电压信号激励下忆感器与RC串联后电路的动态特征, 证明了本文提出忆感器等效电路模型的有效性.
本文首先利用光敏电阻阻值的可控性, 建立了磁通控制型忆阻器的等效电路模型. 通过对忆感器和忆阻器间转换关系的分析, 采用模拟电子元器件设计了磁通控制型忆感器的实用等效电路模型, 给出了理论分析并结合Pspice软件进行了仿真验证. 忆感器等效电路模型的韦安关系展现出典型的非线性磁滞回线特性. 最后, 运用实验手段研究了正弦波和三角波两种典型电压信号激励下忆感器与RC串联后电路的动态特征, 证明了本文提出忆感器等效电路模型的有效性.
为了进一步提高深亚微米SOI (Silicon-On-Insulator) MOSFET (Metal-Oxide Semiconductor Field Effect Transistor) 的电流驱动能力, 抑制短沟道效应和漏致势垒降低效应, 提出了非对称Halo异质栅应变Si SOI MOSFET. 在沟道源端一侧引入高掺杂Halo结构, 栅极由不同功函数的两种材料组成. 考虑新器件结构特点和应变的影响, 修正了平带电压和内建电势. 为新结构器件建立了全耗尽条件下的表面势和阈值电压二维解析模型. 模型详细分析了应变对表面势、表面场强、阈值电压的影响, 考虑了金属栅长度及功函数差变化的影响. 研究结果表明,提出的新器件结构能进一步提高电流驱动能力, 抑制短沟道效应和抑制漏致势垒降低效应, 为新器件物理参数设计提供了重要参考.
为了进一步提高深亚微米SOI (Silicon-On-Insulator) MOSFET (Metal-Oxide Semiconductor Field Effect Transistor) 的电流驱动能力, 抑制短沟道效应和漏致势垒降低效应, 提出了非对称Halo异质栅应变Si SOI MOSFET. 在沟道源端一侧引入高掺杂Halo结构, 栅极由不同功函数的两种材料组成. 考虑新器件结构特点和应变的影响, 修正了平带电压和内建电势. 为新结构器件建立了全耗尽条件下的表面势和阈值电压二维解析模型. 模型详细分析了应变对表面势、表面场强、阈值电压的影响, 考虑了金属栅长度及功函数差变化的影响. 研究结果表明,提出的新器件结构能进一步提高电流驱动能力, 抑制短沟道效应和抑制漏致势垒降低效应, 为新器件物理参数设计提供了重要参考.
提出将开槽单矩形栅和圆形电子注作为 W波段返波振荡器的注波互作用回路. 使用 3维电磁场仿真软件CST-MWS对开槽单矩形栅的高频特性进行了仿真分析, 研究结果表明: 相对于传统单矩形栅, 新结构的基模带宽有所展宽; 基模与高次模发生模式竞争的可能性很小; 在采用圆形电子注时新结构能获得大得多的耦合阻抗; 新结构的趋肤损耗略有改善. 将该慢波结构应用于设计一支以94 GHz为频带中心的W 波段返波振荡器: 设计了简洁的慢波过渡部分、输出耦合器和终端匹配衰减器, 优化参数后获得了良好的信号传输特性; 利用粒子模拟软件CST-PS对返波振荡器模型进行了三维大信号注波互作用计算, 设定合适的电子注电流等参数后, 调整工作电压在较宽的频带内获得了瓦级的功率输出, 电子效率在整个频带范围内优于1%.
提出将开槽单矩形栅和圆形电子注作为 W波段返波振荡器的注波互作用回路. 使用 3维电磁场仿真软件CST-MWS对开槽单矩形栅的高频特性进行了仿真分析, 研究结果表明: 相对于传统单矩形栅, 新结构的基模带宽有所展宽; 基模与高次模发生模式竞争的可能性很小; 在采用圆形电子注时新结构能获得大得多的耦合阻抗; 新结构的趋肤损耗略有改善. 将该慢波结构应用于设计一支以94 GHz为频带中心的W 波段返波振荡器: 设计了简洁的慢波过渡部分、输出耦合器和终端匹配衰减器, 优化参数后获得了良好的信号传输特性; 利用粒子模拟软件CST-PS对返波振荡器模型进行了三维大信号注波互作用计算, 设定合适的电子注电流等参数后, 调整工作电压在较宽的频带内获得了瓦级的功率输出, 电子效率在整个频带范围内优于1%.
本文研究了以胶状量子点作为发光层和有机/无机混合材料作 为电子-空穴传输层的电致发光二极管器件. CdSe 量子点以薄膜的形式夹在无机氧化锌锡电子传输层和有机TPD空穴传输层中间构成三明治结构. 氧化锌锡电子传输层采用磁控溅射实现, 有机TPD空穴传输层和量子点发光层则采用旋涂的方法制备, 得到的QD-LEDs器件结构界面陡峭、表面平整. 光电特性表征结果显示器件的电致发光具有良好的单色性、低的开启电压, 利 用具有高电子迁移率和低载流子浓度的无机氧化锌锡薄膜作为电子传输层可 以实现器件在大气环境下稳定、明亮的电致发光. 本文分析了器件的工作机理并通过改变氧化锌锡的电导率达到控制器件中电子和空穴的注入比的目的, 优化了器件的光电性能.
本文研究了以胶状量子点作为发光层和有机/无机混合材料作 为电子-空穴传输层的电致发光二极管器件. CdSe 量子点以薄膜的形式夹在无机氧化锌锡电子传输层和有机TPD空穴传输层中间构成三明治结构. 氧化锌锡电子传输层采用磁控溅射实现, 有机TPD空穴传输层和量子点发光层则采用旋涂的方法制备, 得到的QD-LEDs器件结构界面陡峭、表面平整. 光电特性表征结果显示器件的电致发光具有良好的单色性、低的开启电压, 利 用具有高电子迁移率和低载流子浓度的无机氧化锌锡薄膜作为电子传输层可 以实现器件在大气环境下稳定、明亮的电致发光. 本文分析了器件的工作机理并通过改变氧化锌锡的电导率达到控制器件中电子和空穴的注入比的目的, 优化了器件的光电性能.
采用分子动力学方法, 模拟了由脂肪酸CnH2n+1COOH和C17H35COOH (n=12,13,14,15,16,17) 按1:1比例组成的7种混合单层Langmuir-Blodgett (LB)膜和由C16H33COOH 分子组成的单层膜的摩擦性质. 结果显示: 1) 随着混合单层膜内的不同分子链长差的减小, 其剪切压随之减小, 摩擦力主要来自单层膜间的库伦作用; 2) 混合膜内的两种不同分子的尾基排列对其摩擦性能影响较大, 当混合LB膜中所有分子尾基全同排列时剪切压较小. 当分子链长差为1 个C-C键长时, 分子尾基排列对膜的摩擦性质影响较大. 3) 同种分子尾基全同排列组成的单层膜, 当上下两单层膜的尾基呈镜面对称时, 其剪切压随着分子链长的增加而减小, 摩擦力主要来自膜间的库伦作用; 当上下两单层膜的尾基呈中心对称时, 膜间摩擦力主要来自膜间的范德华 (VDW) 作用.
采用分子动力学方法, 模拟了由脂肪酸CnH2n+1COOH和C17H35COOH (n=12,13,14,15,16,17) 按1:1比例组成的7种混合单层Langmuir-Blodgett (LB)膜和由C16H33COOH 分子组成的单层膜的摩擦性质. 结果显示: 1) 随着混合单层膜内的不同分子链长差的减小, 其剪切压随之减小, 摩擦力主要来自单层膜间的库伦作用; 2) 混合膜内的两种不同分子的尾基排列对其摩擦性能影响较大, 当混合LB膜中所有分子尾基全同排列时剪切压较小. 当分子链长差为1 个C-C键长时, 分子尾基排列对膜的摩擦性质影响较大. 3) 同种分子尾基全同排列组成的单层膜, 当上下两单层膜的尾基呈镜面对称时, 其剪切压随着分子链长的增加而减小, 摩擦力主要来自膜间的库伦作用; 当上下两单层膜的尾基呈中心对称时, 膜间摩擦力主要来自膜间的范德华 (VDW) 作用.
频域光学相干层析系统中扫描机构定位精度、 机械抖动及样品移动会造成A扫描信号幅值和相位发生波动, 影响生物组织成像质量. 利用最小灰度差匹配、Lorentzian曲线极值拟合和谱域光程差补偿等方法对A 扫描信号进行幅值配准. 通过对A扫描信号相位分布特征的匹配实现相位差检测与配准. 通过求已配准的A 扫描复信号之差, 消除静态组织对血流成像的影响. 进行了人眼扫描实验, 有效提取了视网膜三维血流图像. 实验结果表明, 提出的幅值及相位配准方法大大减小了系统扫描精度、人眼跳动等因素对生物组织在体成像质量的影响. 快速、精确的相位配准方法也可广泛应用在多普勒OCT、相位显微等与相位分辨有关的光学成像领域.
频域光学相干层析系统中扫描机构定位精度、 机械抖动及样品移动会造成A扫描信号幅值和相位发生波动, 影响生物组织成像质量. 利用最小灰度差匹配、Lorentzian曲线极值拟合和谱域光程差补偿等方法对A 扫描信号进行幅值配准. 通过对A扫描信号相位分布特征的匹配实现相位差检测与配准. 通过求已配准的A 扫描复信号之差, 消除静态组织对血流成像的影响. 进行了人眼扫描实验, 有效提取了视网膜三维血流图像. 实验结果表明, 提出的幅值及相位配准方法大大减小了系统扫描精度、人眼跳动等因素对生物组织在体成像质量的影响. 快速、精确的相位配准方法也可广泛应用在多普勒OCT、相位显微等与相位分辨有关的光学成像领域.
为了研究碳纳米管薄膜的强流脉冲发射特性, 采用酞菁铁高温热解方法在机械抛光铜基底上直接生长了碳纳米管薄膜 (Cu-CNTs), Cu-CNTs生长方向各异. 在20 GW脉冲功率源系统中采用二极结构对Cu-CNTs的强流脉冲发射特性进行研究, 研究结果表明: 在单脉冲发射条件下, 随脉冲电场峰值的增大, Cu-CNTs薄膜的发射电流峰值呈线性增加, 当宏观场强为15.5 V/μ时, 发射脉冲电流的峰值可达到5.56 kA, 对应的发射电流密度0.283 kA/cm2, 当宏观场强达到32.0 V/μ时, 发射脉冲电流的峰值可达到18.19 kA, 对应的发射电流密度0.927 kA/cm2, 发射电流能力明显优于已有报道. 在相同峰值, 连续多脉冲情况下, 碳纳米管薄膜具有良好的发射可重复性, 且发射性能稳定.
为了研究碳纳米管薄膜的强流脉冲发射特性, 采用酞菁铁高温热解方法在机械抛光铜基底上直接生长了碳纳米管薄膜 (Cu-CNTs), Cu-CNTs生长方向各异. 在20 GW脉冲功率源系统中采用二极结构对Cu-CNTs的强流脉冲发射特性进行研究, 研究结果表明: 在单脉冲发射条件下, 随脉冲电场峰值的增大, Cu-CNTs薄膜的发射电流峰值呈线性增加, 当宏观场强为15.5 V/μ时, 发射脉冲电流的峰值可达到5.56 kA, 对应的发射电流密度0.283 kA/cm2, 当宏观场强达到32.0 V/μ时, 发射脉冲电流的峰值可达到18.19 kA, 对应的发射电流密度0.927 kA/cm2, 发射电流能力明显优于已有报道. 在相同峰值, 连续多脉冲情况下, 碳纳米管薄膜具有良好的发射可重复性, 且发射性能稳定.
采用阶变缓冲层技术 (step-graded) 外延生长了具有更优带隙组合的倒装GaInP/GaAs/In0.3Ga0.7As(1.0 eV) 三结太阳电池材料, TEM和HRXRD测试表明晶格失配度为2%的In0.3Ga0.7As 底电池具有较低的穿透位错密度和较高的晶体质量, 达到太阳电池的制备要求. 通过键合、剥离等工艺制备了太阳电池芯片. 面积为 10.922 cm2 的太阳电池芯片在空间光谱条件下转换效率达到32.64% (AM0, 25 ℃), 比传统晶格匹配的 GaInP/GaAs/Ge(0.67 eV) 三结太阳电池的转换效率提高3个百分点.
采用阶变缓冲层技术 (step-graded) 外延生长了具有更优带隙组合的倒装GaInP/GaAs/In0.3Ga0.7As(1.0 eV) 三结太阳电池材料, TEM和HRXRD测试表明晶格失配度为2%的In0.3Ga0.7As 底电池具有较低的穿透位错密度和较高的晶体质量, 达到太阳电池的制备要求. 通过键合、剥离等工艺制备了太阳电池芯片. 面积为 10.922 cm2 的太阳电池芯片在空间光谱条件下转换效率达到32.64% (AM0, 25 ℃), 比传统晶格匹配的 GaInP/GaAs/Ge(0.67 eV) 三结太阳电池的转换效率提高3个百分点.
GPS掩星观测的折射率是大气温度、湿度状态的函数, 应用一维变分方法 (1DVAR) 可以从折射率资料中同时反演出大气温、湿度廓线, 利用COSMIC 2011年中国区域掩星观测数据对这一方法进行了测试, 背景场采用ECMWF大气廓线, 反演结果与相匹配的探空观测有较好一致性. 重点研究了一维变分反演方法中非理想气体效应 (non-ideal effect) 对温度、湿度反演误差的影响, 不同月份的比较结果表明, 非理想气体效应对掩星反演大气廓线是一种系统性影响, 考虑这一效应可对温度反演改进0.1 K的偏差 (bias), 对比湿可改进约0.5%偏差. 掩星资料作为数值天气预报资料同化中少数无需偏差改正的卫星遥感资料, 非理想气体效应改正是无疑是非常重要的, 此外, 考虑这一效应对掩星资料的气候应用也有重要价值.
GPS掩星观测的折射率是大气温度、湿度状态的函数, 应用一维变分方法 (1DVAR) 可以从折射率资料中同时反演出大气温、湿度廓线, 利用COSMIC 2011年中国区域掩星观测数据对这一方法进行了测试, 背景场采用ECMWF大气廓线, 反演结果与相匹配的探空观测有较好一致性. 重点研究了一维变分反演方法中非理想气体效应 (non-ideal effect) 对温度、湿度反演误差的影响, 不同月份的比较结果表明, 非理想气体效应对掩星反演大气廓线是一种系统性影响, 考虑这一效应可对温度反演改进0.1 K的偏差 (bias), 对比湿可改进约0.5%偏差. 掩星资料作为数值天气预报资料同化中少数无需偏差改正的卫星遥感资料, 非理想气体效应改正是无疑是非常重要的, 此外, 考虑这一效应对掩星资料的气候应用也有重要价值.
利用散射计资料反演海面风场时, 台风区域普遍存在降雨使得风场反演误差很大, 引入降雨地球物理模型函数 (GMF+Rain) 及多解方案 (MSS), 结合二维变分(2DVAR) 模糊去除思想风速反演误差很大程度减小, 但风向反演误差仍有待进一步改善, 如何进一步减小风向反演误差有待进一步研究. 文章介绍了2DVAR模糊去 除方法的基本思想, 针对背景场误差较大时, 2DVAR模糊去除风向误差较大, 引入包含若干参数的背景场误差模型. 基于台风个例数值试验结果, 着重从理论分析角度讨论各参数关于2DVAR模糊去除效果的敏感性, 进而提出最优参数设置方案以改善风向模糊去除效果. 2006年“摩羯”台风QuikSCAT数据风场反演数值试验结果结合理论分析表明: 引入多参数误差模型, 通过设置粗糙误差概率等于0, 2DVAR风向模糊去除效果明显改善; 同时, 背景场的影响可通过增大背景场误差方差, 减小背景场误差相关尺度和减小粗糙误差概率而减小, 进而减小在背景场误差较大情况下的风向反演误差.
利用散射计资料反演海面风场时, 台风区域普遍存在降雨使得风场反演误差很大, 引入降雨地球物理模型函数 (GMF+Rain) 及多解方案 (MSS), 结合二维变分(2DVAR) 模糊去除思想风速反演误差很大程度减小, 但风向反演误差仍有待进一步改善, 如何进一步减小风向反演误差有待进一步研究. 文章介绍了2DVAR模糊去 除方法的基本思想, 针对背景场误差较大时, 2DVAR模糊去除风向误差较大, 引入包含若干参数的背景场误差模型. 基于台风个例数值试验结果, 着重从理论分析角度讨论各参数关于2DVAR模糊去除效果的敏感性, 进而提出最优参数设置方案以改善风向模糊去除效果. 2006年“摩羯”台风QuikSCAT数据风场反演数值试验结果结合理论分析表明: 引入多参数误差模型, 通过设置粗糙误差概率等于0, 2DVAR风向模糊去除效果明显改善; 同时, 背景场的影响可通过增大背景场误差方差, 减小背景场误差相关尺度和减小粗糙误差概率而减小, 进而减小在背景场误差较大情况下的风向反演误差.