基于经验模态分解和独立成分分析去噪的特点,提出了一种联合独立成分分析和经验模态分解的混沌信号降噪方法. 利用经验模态分解对混沌信号进行分解,根据平移不变经验模态分解的思想构造多维输入向量, 通过所构造的多维输入向量和独立成分分析对混沌信号的各层内蕴模态函数进行自适应去噪处理; 将处理后的所有内蕴模态函数进行累加重构,从而得到降噪后的混沌信号. 仿真实验中分别对叠加不同强度高斯噪声的Lorenz混沌信号及实际观测的月太阳黑子混沌序列进行了研究, 结果表明本文方法能够对混沌信号进行有效的降噪,而且能够较好地校正相空间中点的位置, 逼近真实的混沌吸引子轨迹.
基于经验模态分解和独立成分分析去噪的特点,提出了一种联合独立成分分析和经验模态分解的混沌信号降噪方法. 利用经验模态分解对混沌信号进行分解,根据平移不变经验模态分解的思想构造多维输入向量, 通过所构造的多维输入向量和独立成分分析对混沌信号的各层内蕴模态函数进行自适应去噪处理; 将处理后的所有内蕴模态函数进行累加重构,从而得到降噪后的混沌信号. 仿真实验中分别对叠加不同强度高斯噪声的Lorenz混沌信号及实际观测的月太阳黑子混沌序列进行了研究, 结果表明本文方法能够对混沌信号进行有效的降噪,而且能够较好地校正相空间中点的位置, 逼近真实的混沌吸引子轨迹.
本文旨在探讨拓展傅里叶幅度敏感性检验(EFAST)在陆面参数敏感性分析中的应用. 基于2008年吉林通榆观测值站的退化草地观测资料,针对通用陆面过程模式(CoLM)的关键陆面参数, 使用地表感热通量、潜热通量作为检验变量,尝试将EFAST方法运用到陆面过程模式参数敏感性试验中. 在充分考虑单个参数敏感性的基础上,将参数间的耦合作用考虑进来, 研究了相互影响制约下的多参数变化对非线性系统的影响,并且对这种非线性影响进行了定量分析. 敏感性分析结果表明:土壤砂土比例、最小水分透过孔隙度为影响地表感热通量与潜热通量的关键参数, 验证了EFAST方法在陆面过程模式参数敏感性分析方面的可行性.本项研究对于外场观测试验的设计 和发展陆面模式物理过程参数化方案具有积极的指导意义.
本文旨在探讨拓展傅里叶幅度敏感性检验(EFAST)在陆面参数敏感性分析中的应用. 基于2008年吉林通榆观测值站的退化草地观测资料,针对通用陆面过程模式(CoLM)的关键陆面参数, 使用地表感热通量、潜热通量作为检验变量,尝试将EFAST方法运用到陆面过程模式参数敏感性试验中. 在充分考虑单个参数敏感性的基础上,将参数间的耦合作用考虑进来, 研究了相互影响制约下的多参数变化对非线性系统的影响,并且对这种非线性影响进行了定量分析. 敏感性分析结果表明:土壤砂土比例、最小水分透过孔隙度为影响地表感热通量与潜热通量的关键参数, 验证了EFAST方法在陆面过程模式参数敏感性分析方面的可行性.本项研究对于外场观测试验的设计 和发展陆面模式物理过程参数化方案具有积极的指导意义.
在前期实验工作的基础上,从理论分析的角度,提出了利用Duffing振子从大周期态向混沌态的相变 作为判据的微弱周期信号检测方法,给出了检测原理,并论证了其可行性;从过渡带影响和检测概率两方面 将该方法与传统的检测方法进行了比较分析,并对两者的检测性能进行了仿真对比.分析和仿真结果都显示,相同条件下, Duffing振子从大周期态向混沌态的相变受过渡带影响更小,所提方法具有更好的检测性能. 实验数据还表明, Duffing振子检测微弱信号只能基于单向相变, 利用阵发混沌进行频差检测只适用于待测信号信噪比较高的情况.
在前期实验工作的基础上,从理论分析的角度,提出了利用Duffing振子从大周期态向混沌态的相变 作为判据的微弱周期信号检测方法,给出了检测原理,并论证了其可行性;从过渡带影响和检测概率两方面 将该方法与传统的检测方法进行了比较分析,并对两者的检测性能进行了仿真对比.分析和仿真结果都显示,相同条件下, Duffing振子从大周期态向混沌态的相变受过渡带影响更小,所提方法具有更好的检测性能. 实验数据还表明, Duffing振子检测微弱信号只能基于单向相变, 利用阵发混沌进行频差检测只适用于待测信号信噪比较高的情况.
针对由加性、乘性噪声和周期信号共同作用的线性过阻尼系统, 在噪声交叉关联强度受到时间周期调制的情况下,利用随机平均法推导了系统响应的信噪比的解析表达式. 研究发现这类系统比噪声间互不相关或噪声交叉关联强度为常数的线性系统具有更丰富的动力学特性, 系统响应的信噪比随交叉关联调制频率的变化出现周期振荡型随机共振, 噪声的交叉关联参数导致随机共振现象的多样化.噪声交叉关联强度的时间周期调制的引入有利于提高对微弱周期信号检测的灵敏度和实现对周期信号的频率估计.
针对由加性、乘性噪声和周期信号共同作用的线性过阻尼系统, 在噪声交叉关联强度受到时间周期调制的情况下,利用随机平均法推导了系统响应的信噪比的解析表达式. 研究发现这类系统比噪声间互不相关或噪声交叉关联强度为常数的线性系统具有更丰富的动力学特性, 系统响应的信噪比随交叉关联调制频率的变化出现周期振荡型随机共振, 噪声的交叉关联参数导致随机共振现象的多样化.噪声交叉关联强度的时间周期调制的引入有利于提高对微弱周期信号检测的灵敏度和实现对周期信号的频率估计.
针对数字控制单相全桥电压型逆变电路的非线性动力学特性分析,本文建立了一种改进离散迭代模型. 改进离散迭代模型结合了平均模型和传统离散迭代模型的优点, 能够精确分析数字控制延时以及采样保持过程对系统非线性动力学特性的影响, 可以在保证精确度的前提下显著降低离散迭代建模过程的复杂程度.本文以LC滤波器电容电压外环、电感电流内环反馈加给定电压前馈的数字控制系统为例,建立了数字控制单相全桥电压型逆变电路的改进离散迭代模型,采用新模型分析了系统的非线性动力学特性,并准确预测了系统的稳定范围以及失稳现象. 最后,利用SIMULINK仿真模型和物理实验验证了改进离散迭代模型的正确性和有效性.
针对数字控制单相全桥电压型逆变电路的非线性动力学特性分析,本文建立了一种改进离散迭代模型. 改进离散迭代模型结合了平均模型和传统离散迭代模型的优点, 能够精确分析数字控制延时以及采样保持过程对系统非线性动力学特性的影响, 可以在保证精确度的前提下显著降低离散迭代建模过程的复杂程度.本文以LC滤波器电容电压外环、电感电流内环反馈加给定电压前馈的数字控制系统为例,建立了数字控制单相全桥电压型逆变电路的改进离散迭代模型,采用新模型分析了系统的非线性动力学特性,并准确预测了系统的稳定范围以及失稳现象. 最后,利用SIMULINK仿真模型和物理实验验证了改进离散迭代模型的正确性和有效性.
对于含噪混沌时间序列预测问题, 传统方法存在较大的经验性, 对预测误差的构成分析不足, 因而忽略了混沌动态重建与预测模型建立之间的差异性. 本文将实际预测误差分解为预测器偏差和输入扰动误差, 并对整体最小二乘和正则化两种全局预测方法进行分析比较, 进而说明整体最小二乘适用于混沌动态的重建, 对预测器偏差影响较大, 而正则化方法能够改善预测器敏感性, 对输入扰动误差影响较大. 通过两个仿真实例, 展示了混沌动态重建与预测模型建立之间的差异, 在对比最小二乘和正则化方法的同时验证了实际预测误差受预测器偏差和输入扰动误差共同作用. 并指出, 在实际操作时应在二者间寻求平衡, 以便使模型预测精度达到最优.
对于含噪混沌时间序列预测问题, 传统方法存在较大的经验性, 对预测误差的构成分析不足, 因而忽略了混沌动态重建与预测模型建立之间的差异性. 本文将实际预测误差分解为预测器偏差和输入扰动误差, 并对整体最小二乘和正则化两种全局预测方法进行分析比较, 进而说明整体最小二乘适用于混沌动态的重建, 对预测器偏差影响较大, 而正则化方法能够改善预测器敏感性, 对输入扰动误差影响较大. 通过两个仿真实例, 展示了混沌动态重建与预测模型建立之间的差异, 在对比最小二乘和正则化方法的同时验证了实际预测误差受预测器偏差和输入扰动误差共同作用. 并指出, 在实际操作时应在二者间寻求平衡, 以便使模型预测精度达到最优.
针对风电功率时间序列的混沌特性,提出了一种基于集成经验模态分解(ensemble empirical mode decomposition, EEMD)-近似熵和回声状态网络(echo state network, ESN) 的风电功率混沌时间序列组合预测模型.首先为降低对风电功率局部分析的计算规模以及提高预测的准确性, 利用EEMD-近似熵将风电功率时间序列分解为一系列复杂度差异明显的风电子序列; 然后对各子序列分别建立ESN、经过高频分量正则化改进的EEMD-ESN模型和最小二乘支持向量机预测模型; 最后以某一风电场实际采集的数据为算例,仿真结果表明EEMD-ESN模型在训练速度和预测精度上优于最小二乘支持向量机模型,为实现风电功率短期预测的在线工程应用提供了新的有益参考.
针对风电功率时间序列的混沌特性,提出了一种基于集成经验模态分解(ensemble empirical mode decomposition, EEMD)-近似熵和回声状态网络(echo state network, ESN) 的风电功率混沌时间序列组合预测模型.首先为降低对风电功率局部分析的计算规模以及提高预测的准确性, 利用EEMD-近似熵将风电功率时间序列分解为一系列复杂度差异明显的风电子序列; 然后对各子序列分别建立ESN、经过高频分量正则化改进的EEMD-ESN模型和最小二乘支持向量机预测模型; 最后以某一风电场实际采集的数据为算例,仿真结果表明EEMD-ESN模型在训练速度和预测精度上优于最小二乘支持向量机模型,为实现风电功率短期预测的在线工程应用提供了新的有益参考.
为研究行人疏散过程中的路径选择行为, 提出了一个基于元胞自动机的行人微观模型, 并组织了三组双出口教室内的学生疏散实验. 模型中, 行人路径选择行为受其到出口距离、前方路径通行能力和行人间排斥力影响. 通过观察实验结果, 得到一些相关现象. 利用实验结果对模型参数进行校正. 利用校正模型对该教室内疏散学生流进行仿真, 结果表明 模型能有效地刻画教室内学生流的疏散特征, 疏散时间随学生人数线性增加. 该研究有助于类似场景中行人疏散策略和方案的制定.
为研究行人疏散过程中的路径选择行为, 提出了一个基于元胞自动机的行人微观模型, 并组织了三组双出口教室内的学生疏散实验. 模型中, 行人路径选择行为受其到出口距离、前方路径通行能力和行人间排斥力影响. 通过观察实验结果, 得到一些相关现象. 利用实验结果对模型参数进行校正. 利用校正模型对该教室内疏散学生流进行仿真, 结果表明 模型能有效地刻画教室内学生流的疏散特征, 疏散时间随学生人数线性增加. 该研究有助于类似场景中行人疏散策略和方案的制定.
应用双模PFC模型,计算二维PFC相图,模拟二维六角晶格向正方晶格的结构转变过程, 观察新相(二维正方相)的形核、长大特点,以及相结构转变的动力学特征. 结果表明:六角结构相向正方结构相的转变,正方相最易在六角相晶界处, 尤其是在三晶粒的交汇处首先生成正方相的晶核,之后是正方相逐渐通过吞噬六角相的边缘, 向六角相内部推进,并不断长大.对于结构转变生成的正方相晶粒,其晶粒取向几乎是随机的, 与原先六角相晶粒取向角没有明显的关系.正方相转变的面积分数随时间变化的动力学曲线 呈现典型的S形.由Avrami曲线可将相变曲线看成由两阶段组成. 计算模拟得到的Avrami曲线的第二阶段直线斜率K的范围在2.0和3.0之间, 与JMAK理论的指数n相符合.
应用双模PFC模型,计算二维PFC相图,模拟二维六角晶格向正方晶格的结构转变过程, 观察新相(二维正方相)的形核、长大特点,以及相结构转变的动力学特征. 结果表明:六角结构相向正方结构相的转变,正方相最易在六角相晶界处, 尤其是在三晶粒的交汇处首先生成正方相的晶核,之后是正方相逐渐通过吞噬六角相的边缘, 向六角相内部推进,并不断长大.对于结构转变生成的正方相晶粒,其晶粒取向几乎是随机的, 与原先六角相晶粒取向角没有明显的关系.正方相转变的面积分数随时间变化的动力学曲线 呈现典型的S形.由Avrami曲线可将相变曲线看成由两阶段组成. 计算模拟得到的Avrami曲线的第二阶段直线斜率K的范围在2.0和3.0之间, 与JMAK理论的指数n相符合.
本论文研究了具有随机扰动和未知参数的Lorenz混沌系统, 其中随机扰动是一维标准Wiener随机过程. 基于随机李雅普洛夫稳定性理论、It (伊藤)公式以及自适应控制方法, 本文分别通过设置三个和两个控制器,从理论上提出了两个均方渐近自适应同步标准, 这些标准简单易行,不仅能使得随机扰动下的驱动系统和响应系统达到均方渐近同步, 而且能同时识别出系统中的未知参数. 最后的Matlab数值模拟验证了提出的理论结果的正确性和有效性.
本论文研究了具有随机扰动和未知参数的Lorenz混沌系统, 其中随机扰动是一维标准Wiener随机过程. 基于随机李雅普洛夫稳定性理论、It (伊藤)公式以及自适应控制方法, 本文分别通过设置三个和两个控制器,从理论上提出了两个均方渐近自适应同步标准, 这些标准简单易行,不仅能使得随机扰动下的驱动系统和响应系统达到均方渐近同步, 而且能同时识别出系统中的未知参数. 最后的Matlab数值模拟验证了提出的理论结果的正确性和有效性.
采用密度泛函理论中的广义梯度近似(DFT-GGA)对ConAl (n= 18)合金团簇进行了系统的几何、 电子结构和磁性质研究. 研究结果表明Al原子倾向于与Co原子形成最大的成键数, 即Al原子均处在团簇原子拥有最大配位数的位置上. Al掺杂后ConAl团簇的稳定性减弱, 磁性降低. 磁性降低的幅度与实验上对较大ConAlM团簇的磁性检测结果获得了很好地符合. 在所有ConAl团簇的最稳定结构中, 除Co4Al外, Al与近邻Co原子均呈现反铁磁性耦合. 相对于纯Co团簇,非磁性Al元素的掺入以及Al掺杂后Co原子整体自旋极化的减弱 是导致ConAl团簇磁性的降低主要原因.
采用密度泛函理论中的广义梯度近似(DFT-GGA)对ConAl (n= 18)合金团簇进行了系统的几何、 电子结构和磁性质研究. 研究结果表明Al原子倾向于与Co原子形成最大的成键数, 即Al原子均处在团簇原子拥有最大配位数的位置上. Al掺杂后ConAl团簇的稳定性减弱, 磁性降低. 磁性降低的幅度与实验上对较大ConAlM团簇的磁性检测结果获得了很好地符合. 在所有ConAl团簇的最稳定结构中, 除Co4Al外, Al与近邻Co原子均呈现反铁磁性耦合. 相对于纯Co团簇,非磁性Al元素的掺入以及Al掺杂后Co原子整体自旋极化的减弱 是导致ConAl团簇磁性的降低主要原因.
本文采用基于密度泛函理论的广义梯度近似方法和赝势平面波法的第一性原理计算及化学势的热力学平衡原理,对BiXO3 (X= Cr, Mn, Fe, Ni)的结构稳定性进行了仔细的研究. 结果表明,这四种多铁化合物中, BiFeO3最稳定, BiCrO3次之, 而BiMnO3和BiNiO3则很难在热平衡条件下稳定,因此在样品制备中要多考虑热平衡之外的手段.
本文采用基于密度泛函理论的广义梯度近似方法和赝势平面波法的第一性原理计算及化学势的热力学平衡原理,对BiXO3 (X= Cr, Mn, Fe, Ni)的结构稳定性进行了仔细的研究. 结果表明,这四种多铁化合物中, BiFeO3最稳定, BiCrO3次之, 而BiMnO3和BiNiO3则很难在热平衡条件下稳定,因此在样品制备中要多考虑热平衡之外的手段.
利用密度泛函理论研究B6和LimB6 (m= 12)团簇的结构及其储氢性能. 结果表明, 氢分子在B6团簇的三种可能结构中均发生解离吸附, Li原子在B6团簇表面不发生团聚,每一个Li原子均吸附几个氢分子. 其中以两个Li原子修饰笼形B6团簇吸附完整氢分子数最多,储氢质量分数为20.38%, 氢分子的平均吸附能为1.683 kcal/mol,表明了它在常温常压条件下作为储氢材料的可行性.
利用密度泛函理论研究B6和LimB6 (m= 12)团簇的结构及其储氢性能. 结果表明, 氢分子在B6团簇的三种可能结构中均发生解离吸附, Li原子在B6团簇表面不发生团聚,每一个Li原子均吸附几个氢分子. 其中以两个Li原子修饰笼形B6团簇吸附完整氢分子数最多,储氢质量分数为20.38%, 氢分子的平均吸附能为1.683 kcal/mol,表明了它在常温常压条件下作为储氢材料的可行性.
采用光电离探测方法,对钐原子奇宇称束缚激发态进行了系统研究.通过设计三条不同的激发路径, 采用共振激发方式,先将钐原子分三步从基态激发到不同的束缚激发态,然后采用光电离手段对其进行探测. 通过对第三步激发光的波长进行大范围的扫描,在同一能域内获得了三组不同的光谱. 通过比对三条路径所得到的三组光谱,不仅精确确定了大量奇宇称束缚激发态的能级位置, 而且还获得了相应跃迁的相对强度的信息.最后,通过运用三条不同的激发路径的选择定则, 还确定了上述能级的总角动量.
采用光电离探测方法,对钐原子奇宇称束缚激发态进行了系统研究.通过设计三条不同的激发路径, 采用共振激发方式,先将钐原子分三步从基态激发到不同的束缚激发态,然后采用光电离手段对其进行探测. 通过对第三步激发光的波长进行大范围的扫描,在同一能域内获得了三组不同的光谱. 通过比对三条路径所得到的三组光谱,不仅精确确定了大量奇宇称束缚激发态的能级位置, 而且还获得了相应跃迁的相对强度的信息.最后,通过运用三条不同的激发路径的选择定则, 还确定了上述能级的总角动量.
本文从拉曼峰和旋光拉曼峰出发,通过键极化率和微分键极化率分析研究(2R, 3R)-2, 3-丁二醇. 通过分子C1和C2两种点群的优化结构,获得不依赖于这两种结构的结果 和有关这个手性系统物理图像的丰富信息.对分子拉曼键极化率分析,得出在拉曼弛豫过程中, 电荷主要从外围流向骨架结构.对分子微分键极化率的分析,显示在不对称C原子和与其相联系的H原子 两侧化学键, C-O和C-CH3的微分键极化率的符号正好相反,意味着这个分子具有相当好的手性 不对称性质.对比对称和反对称的键极化率、微分键极化率,本文得到这样的结论: 对于(特别是键伸缩的)键极化率,(大体上是)对称的大于反对称的; 而对于微分键极化率则是反对称的大于对称的.
本文从拉曼峰和旋光拉曼峰出发,通过键极化率和微分键极化率分析研究(2R, 3R)-2, 3-丁二醇. 通过分子C1和C2两种点群的优化结构,获得不依赖于这两种结构的结果 和有关这个手性系统物理图像的丰富信息.对分子拉曼键极化率分析,得出在拉曼弛豫过程中, 电荷主要从外围流向骨架结构.对分子微分键极化率的分析,显示在不对称C原子和与其相联系的H原子 两侧化学键, C-O和C-CH3的微分键极化率的符号正好相反,意味着这个分子具有相当好的手性 不对称性质.对比对称和反对称的键极化率、微分键极化率,本文得到这样的结论: 对于(特别是键伸缩的)键极化率,(大体上是)对称的大于反对称的; 而对于微分键极化率则是反对称的大于对称的.
利用高精度从头计算方法研究了H2分子在Al7-阴离子团簇上的吸附及解离过程, 确定了分子吸附及解离吸附的稳定结构,并分析了各结构的光电子能谱. 计算表明H2在Al7-上为弱的物理吸附,吸附能约为0.02 eV;解离过程的能垒约为0.75 eV. 对团簇及解离吸附结构的态密度与实验得到的光电子能谱的比较表明二者能够很好地符合, 确定H2与激光烧蚀产生的团簇直接反应时能在Al7-上发生解离.
利用高精度从头计算方法研究了H2分子在Al7-阴离子团簇上的吸附及解离过程, 确定了分子吸附及解离吸附的稳定结构,并分析了各结构的光电子能谱. 计算表明H2在Al7-上为弱的物理吸附,吸附能约为0.02 eV;解离过程的能垒约为0.75 eV. 对团簇及解离吸附结构的态密度与实验得到的光电子能谱的比较表明二者能够很好地符合, 确定H2与激光烧蚀产生的团簇直接反应时能在Al7-上发生解离.
利用同步辐射光电离质谱装置,测量了ArCO范德瓦尔斯 (van der Waals, vdW) 团簇的的光电离质谱和光电离效率曲线.将它们与CO分子的绝对光吸收光谱比较, 发现在13.9到14.6 eV能量范围内的ArCO+的光电离效率曲线主要反映了收敛到 CO+ (X2+, v'= 1,2和3) Rydberg系列和收敛到 CO+ (A2)的n= 3的振动序列(v'= 69)的特点; 在14.615.75 eV光子能量范围内的ArCO的光电离效率曲线主要反映了CO的光吸收特性. 然而,由于Ar和CO之间的相互作用,其中的5个重要的光谱结构发生了蓝移; 而在15.7515.80 eV光子能量范围内的Ar-CO的光电离效率曲线,它的属性受到组分Ar和CO的共同影响. 与此同时,也从理论上计算了ArCO团簇的电离能、ArCO团簇和ArCO+ 团簇离子的离解能.
利用同步辐射光电离质谱装置,测量了ArCO范德瓦尔斯 (van der Waals, vdW) 团簇的的光电离质谱和光电离效率曲线.将它们与CO分子的绝对光吸收光谱比较, 发现在13.9到14.6 eV能量范围内的ArCO+的光电离效率曲线主要反映了收敛到 CO+ (X2+, v'= 1,2和3) Rydberg系列和收敛到 CO+ (A2)的n= 3的振动序列(v'= 69)的特点; 在14.615.75 eV光子能量范围内的ArCO的光电离效率曲线主要反映了CO的光吸收特性. 然而,由于Ar和CO之间的相互作用,其中的5个重要的光谱结构发生了蓝移; 而在15.7515.80 eV光子能量范围内的Ar-CO的光电离效率曲线,它的属性受到组分Ar和CO的共同影响. 与此同时,也从理论上计算了ArCO团簇的电离能、ArCO团簇和ArCO+ 团簇离子的离解能.
采用密度泛函理论(density functional theory, DFT) 在B3LYP/LANL2DZ基组水平上对钨团簇吸附CO分子进行了系统研究. 结果表明, WnCO团簇的基态结构是在Wn团簇中性或阴离子基态结构的基础上吸附CO生长而成; CO的吸附以端位吸附为主,桥位吸附为辅; CO分子在Wn团簇表面发生的是非解离性吸附. 与优化的CO键长(0.116 nm)相比,吸附后C-O键长变长(0.1200.123 nm), 表明吸附后C-O键被削弱, CO分子被活化了.稳定性分析表明,在所研究的团簇中, W3CO和W5CO团簇的稳定性较强;自然键轨道(NBO)分析表明, W原子与CO分子相互作用的本质是CO分子内的杂化轨道与W原子6s, 5d, 6p和6d轨道相互作用的结果.
采用密度泛函理论(density functional theory, DFT) 在B3LYP/LANL2DZ基组水平上对钨团簇吸附CO分子进行了系统研究. 结果表明, WnCO团簇的基态结构是在Wn团簇中性或阴离子基态结构的基础上吸附CO生长而成; CO的吸附以端位吸附为主,桥位吸附为辅; CO分子在Wn团簇表面发生的是非解离性吸附. 与优化的CO键长(0.116 nm)相比,吸附后C-O键长变长(0.1200.123 nm), 表明吸附后C-O键被削弱, CO分子被活化了.稳定性分析表明,在所研究的团簇中, W3CO和W5CO团簇的稳定性较强;自然键轨道(NBO)分析表明, W原子与CO分子相互作用的本质是CO分子内的杂化轨道与W原子6s, 5d, 6p和6d轨道相互作用的结果.
为能够较好的计算混合介质等效复介电常数和复磁导率, 提出了一种基于等效电路理论的阻抗模拟方法.导出了材料的电磁参数与材料容抗、感抗之间的对应关系, 并建立了能够较完整、精确地刻画实际复合材料的模型.通过求解混合介质的等效阻抗, 进一步反演其等效电磁参数.将计算结果与经典理论公式以及基于有限差分的数值方法进行了比较, 结果都符合得很好, 说明该方法可以用于计算材料的等效电磁参数.另外, 引入薄膜层结构来刻画表面效应等因素, 使得计算结果更加符合实验结果, 弥补了经典公式在这方面的不足, 同时也体现了该方法在刻画实际模型时所具有的优势.
为能够较好的计算混合介质等效复介电常数和复磁导率, 提出了一种基于等效电路理论的阻抗模拟方法.导出了材料的电磁参数与材料容抗、感抗之间的对应关系, 并建立了能够较完整、精确地刻画实际复合材料的模型.通过求解混合介质的等效阻抗, 进一步反演其等效电磁参数.将计算结果与经典理论公式以及基于有限差分的数值方法进行了比较, 结果都符合得很好, 说明该方法可以用于计算材料的等效电磁参数.另外, 引入薄膜层结构来刻画表面效应等因素, 使得计算结果更加符合实验结果, 弥补了经典公式在这方面的不足, 同时也体现了该方法在刻画实际模型时所具有的优势.
轴对称矢量光束是一种空间非均匀偏振光束, 中心光强为零, 经物镜聚焦后能在焦点附近产生空间场分量. 在高变迹系数光学系统成像情况下, 与线偏光、圆偏光相比, 径向偏振光与光瞳滤波技术及图像复原技术结合, 能获得较小焦斑, 提高横向分辨力. 介绍了轴对称矢量光束的特性, 基于电偶极子辐射模型和矢量衍射理论研究了轴对称矢量光束经高数值孔径物镜聚焦后的特性, 系统介绍了基于轴对称矢量光束实现光斑紧聚焦的几种方法, 并简述了轴对称矢量光束在差动共焦超分辨成像领域的研究设想.
轴对称矢量光束是一种空间非均匀偏振光束, 中心光强为零, 经物镜聚焦后能在焦点附近产生空间场分量. 在高变迹系数光学系统成像情况下, 与线偏光、圆偏光相比, 径向偏振光与光瞳滤波技术及图像复原技术结合, 能获得较小焦斑, 提高横向分辨力. 介绍了轴对称矢量光束的特性, 基于电偶极子辐射模型和矢量衍射理论研究了轴对称矢量光束经高数值孔径物镜聚焦后的特性, 系统介绍了基于轴对称矢量光束实现光斑紧聚焦的几种方法, 并简述了轴对称矢量光束在差动共焦超分辨成像领域的研究设想.
本文利用化学气相沉积法高温分解甲烷在铜箔上制得单层石墨烯薄膜, 测量了石墨烯的拉曼光谱. 将石墨烯薄膜逐层转移到光纤跳线的氧化锆插芯端面上做成可饱和吸收材料, 实验研究了环形腔掺铒光纤脉冲激光器的输出特性, 获得了峰值波长为1560.1 nm, 3 dB带宽为0.27 nm, 重复频率为7.69 MHz, 脉冲宽度为58.8 ps 的锁模脉冲序列. 时间带宽积为1.98, 表明脉冲出现了啁啾. 最后, 通过改变两个光纤活动接头之间的空气腔的长度, 激光波长实现了4 nm的调谐.
本文利用化学气相沉积法高温分解甲烷在铜箔上制得单层石墨烯薄膜, 测量了石墨烯的拉曼光谱. 将石墨烯薄膜逐层转移到光纤跳线的氧化锆插芯端面上做成可饱和吸收材料, 实验研究了环形腔掺铒光纤脉冲激光器的输出特性, 获得了峰值波长为1560.1 nm, 3 dB带宽为0.27 nm, 重复频率为7.69 MHz, 脉冲宽度为58.8 ps 的锁模脉冲序列. 时间带宽积为1.98, 表明脉冲出现了啁啾. 最后, 通过改变两个光纤活动接头之间的空气腔的长度, 激光波长实现了4 nm的调谐.
为了在有限抽运功率条件下探索基于大模场面积光 子晶体光纤的耗散孤子锁模振荡器的能量提升潜力, 本文利用多通单元将基于掺镱大模场面积光子晶体光纤锁模振荡器的腔长延展, 消除了有限抽运功率的限制, 使得该系统能够在较低平均功率水平下获得更高的单脉冲能量. 实验上构建了重复频率低至15.58 MHz的高能量光子晶体光纤锁模脉冲振荡器, 并通过分别使用6 nm带宽和12 nm带宽的两种不同带宽的光谱滤光片, 能够直接输出平均功率分别为3.73 W和4.9 W的啁啾脉冲, 对应单脉冲能量分别为239 nJ和314 nJ. 经过光栅对去啁啾后, 最窄脉冲宽度分别为56 fs和75 fs, 对应峰值功率均超过3 MW.
为了在有限抽运功率条件下探索基于大模场面积光 子晶体光纤的耗散孤子锁模振荡器的能量提升潜力, 本文利用多通单元将基于掺镱大模场面积光子晶体光纤锁模振荡器的腔长延展, 消除了有限抽运功率的限制, 使得该系统能够在较低平均功率水平下获得更高的单脉冲能量. 实验上构建了重复频率低至15.58 MHz的高能量光子晶体光纤锁模脉冲振荡器, 并通过分别使用6 nm带宽和12 nm带宽的两种不同带宽的光谱滤光片, 能够直接输出平均功率分别为3.73 W和4.9 W的啁啾脉冲, 对应单脉冲能量分别为239 nJ和314 nJ. 经过光栅对去啁啾后, 最窄脉冲宽度分别为56 fs和75 fs, 对应峰值功率均超过3 MW.
利用基于大气边界层Monin-Obukhov相似理论、通量守恒和质量守恒原理设计的非均匀地表空气动力学有效粗糙度计算方案, 研究了3种不同地表类型情况下有效粗糙度的统计特征, 并分析了大气层结稳定度和粗糙变率对有效粗糙度的影响. 结果表明, 有效粗糙度总是大于面积加权平均粗糙度, 大部分情况下有效拖曳系数比平均拖曳系数大10%以上; 有效粗糙度虽然和大气层结稳定度有关, 但对粗糙变率更敏感, 粗糙变率加倍将使有效粗糙度相对变化百分比达到加倍前的4倍, 有效拖曳系数相对变化百分比达到加倍前的3倍. 因此, 非均匀下垫面的数值模式中, 不能简单地采用面积加权平均粗糙度, 需要采用能表示下垫面非均匀性综合效应的有效粗糙度.
利用基于大气边界层Monin-Obukhov相似理论、通量守恒和质量守恒原理设计的非均匀地表空气动力学有效粗糙度计算方案, 研究了3种不同地表类型情况下有效粗糙度的统计特征, 并分析了大气层结稳定度和粗糙变率对有效粗糙度的影响. 结果表明, 有效粗糙度总是大于面积加权平均粗糙度, 大部分情况下有效拖曳系数比平均拖曳系数大10%以上; 有效粗糙度虽然和大气层结稳定度有关, 但对粗糙变率更敏感, 粗糙变率加倍将使有效粗糙度相对变化百分比达到加倍前的4倍, 有效拖曳系数相对变化百分比达到加倍前的3倍. 因此, 非均匀下垫面的数值模式中, 不能简单地采用面积加权平均粗糙度, 需要采用能表示下垫面非均匀性综合效应的有效粗糙度.
环境磁场的干扰是影响激光陀螺精度的重要因素之一. 为了减小二频机械抖动激光陀螺的磁敏感性, 推导了环形腔的琼斯矩阵, 其中考虑了非共面角、增益介质、腔损耗、腔镜反射各向异性和应力双折射, 采用矩阵本征问题求解的摄动理论分析了环形腔的偏振态和磁敏感特性. 研究表明, 为了减小激光陀螺的磁敏感性, 应减小非共面角和腔损耗, 增大腔镜的反射各向异性. 腔镜应力双折射究竟会增大还是减小磁敏感性与应力作用主轴、受应力腔镜的位置有关, 此外它还会引起顺时针和逆时针模式之间的偏振非互易性. 磁敏感性与腔失谐近似成线性关系, 导致激光陀螺工作于增益峰值时磁敏感性并非最小. 这些结果对减小二频机械抖动激光陀螺的磁敏感性具有较好的指导意义.
环境磁场的干扰是影响激光陀螺精度的重要因素之一. 为了减小二频机械抖动激光陀螺的磁敏感性, 推导了环形腔的琼斯矩阵, 其中考虑了非共面角、增益介质、腔损耗、腔镜反射各向异性和应力双折射, 采用矩阵本征问题求解的摄动理论分析了环形腔的偏振态和磁敏感特性. 研究表明, 为了减小激光陀螺的磁敏感性, 应减小非共面角和腔损耗, 增大腔镜的反射各向异性. 腔镜应力双折射究竟会增大还是减小磁敏感性与应力作用主轴、受应力腔镜的位置有关, 此外它还会引起顺时针和逆时针模式之间的偏振非互易性. 磁敏感性与腔失谐近似成线性关系, 导致激光陀螺工作于增益峰值时磁敏感性并非最小. 这些结果对减小二频机械抖动激光陀螺的磁敏感性具有较好的指导意义.
为了满足卫星遥感产品地基验证平台中不同仪器观测数据一致性的要求, 2011年9月, 将3台不同设计方案、不同操作方式的多轴差分吸收光谱仪(MAX-DOAS) 集中在中国科学院大气物理研究所香河大气探测综合试验站, 进行了近20天的同步观测测试. 并对所有仪器统一观测方位角, 分别采用相同的紫外、可见光波段的特征吸收带及吸收截面进行NO2柱浓度的反演试验. 系统的比对分析表明: 3台MAX-DOAS的反演误差大都保持在6%以内, 说明仪器性能良好, 比较稳定; 紫外波段的反演结果略小于可见光波段, 尤其在阴天, 这是由于两波段对分子及气溶胶散射的敏感性不同造成的; 以可见光波段的反演结果为标准, 对紫外波段的反演结果进行系统订正, 订正后的各组数据一致性非常好, 满足卫星大气成分NO2柱浓度遥感产品不同地基验证站点数据稳定、一致的要求.
为了满足卫星遥感产品地基验证平台中不同仪器观测数据一致性的要求, 2011年9月, 将3台不同设计方案、不同操作方式的多轴差分吸收光谱仪(MAX-DOAS) 集中在中国科学院大气物理研究所香河大气探测综合试验站, 进行了近20天的同步观测测试. 并对所有仪器统一观测方位角, 分别采用相同的紫外、可见光波段的特征吸收带及吸收截面进行NO2柱浓度的反演试验. 系统的比对分析表明: 3台MAX-DOAS的反演误差大都保持在6%以内, 说明仪器性能良好, 比较稳定; 紫外波段的反演结果略小于可见光波段, 尤其在阴天, 这是由于两波段对分子及气溶胶散射的敏感性不同造成的; 以可见光波段的反演结果为标准, 对紫外波段的反演结果进行系统订正, 订正后的各组数据一致性非常好, 满足卫星大气成分NO2柱浓度遥感产品不同地基验证站点数据稳定、一致的要求.
利用F-函数扩展法求解超介质中的超短脉冲传输方程, 探讨了超介质中的反常自陡效应和特有的二阶非线性色散效应所导致的新的孤子现象和规律. 结果表明, 正折射区的二阶非线性色散效应可以代替线性色散效应形成亮孤子; 正、负折射区的反常自陡效应由于其符号可改变, 从而可在特定条件下分别在反常色散和正常色散区形成有别于常规介质的亮、暗孤子; 反常自陡效应的符号或者反常自陡效应和三阶线性色散效应的相互比较关系能够控制亮、暗孤子中心的漂移方向.
利用F-函数扩展法求解超介质中的超短脉冲传输方程, 探讨了超介质中的反常自陡效应和特有的二阶非线性色散效应所导致的新的孤子现象和规律. 结果表明, 正折射区的二阶非线性色散效应可以代替线性色散效应形成亮孤子; 正、负折射区的反常自陡效应由于其符号可改变, 从而可在特定条件下分别在反常色散和正常色散区形成有别于常规介质的亮、暗孤子; 反常自陡效应的符号或者反常自陡效应和三阶线性色散效应的相互比较关系能够控制亮、暗孤子中心的漂移方向.
基于预放大数字全息显微系统的全息图记录与再现过程及其点扩散函数的分析, 从成像分辨率、成像质量及实现的难易程度等方面对数字全息显微中六种常见记录光路系统的成像性能进行了对比研究. 结果表明, 像面数字全息术具有最高的成像分辨率及成像质量, 其成像分辨率与记录器件的光敏面尺寸无关, 该系统对信息的记录是完整的, 而且记录过程不必考虑物体被照亮区域的大小, 再现过程非常简单, 是优化的数字全息显微成像系统. 等波面弯曲的物参光像面数字全息术非常有利于位相解包裹及位相畸变补偿的正确进行, 该系统更适合于位相显微. 实验结果验证了理论分析的正确性.
基于预放大数字全息显微系统的全息图记录与再现过程及其点扩散函数的分析, 从成像分辨率、成像质量及实现的难易程度等方面对数字全息显微中六种常见记录光路系统的成像性能进行了对比研究. 结果表明, 像面数字全息术具有最高的成像分辨率及成像质量, 其成像分辨率与记录器件的光敏面尺寸无关, 该系统对信息的记录是完整的, 而且记录过程不必考虑物体被照亮区域的大小, 再现过程非常简单, 是优化的数字全息显微成像系统. 等波面弯曲的物参光像面数字全息术非常有利于位相解包裹及位相畸变补偿的正确进行, 该系统更适合于位相显微. 实验结果验证了理论分析的正确性.
在高强度聚焦超声(high intensity focused ultrasound, HIFU) 的研究中, 生物组织的衰减和色散性质会对声能量的空间分布产生影响. 本文提出应用分数导数修正非线性Khokhlov-Zabolotskaya-Kuznetsov (KZK)方程, 研究生物组织中非线性HIFU声场. 对三种生物仿体的衰减和声速色散的理论实验研究表明分数导数应用的可行性, 在此基础上通过数值仿真分析研究了衰减及声速随频率的变化对HIFU焦域分布的影响. 研究结果表明, 在计算强非线性聚焦超声时, 由于高次谐波的强色散作用, 引入分数导数来解决生物组织特殊的衰减以及色散问题可进一步提高HIFU治疗的安全性.
在高强度聚焦超声(high intensity focused ultrasound, HIFU) 的研究中, 生物组织的衰减和色散性质会对声能量的空间分布产生影响. 本文提出应用分数导数修正非线性Khokhlov-Zabolotskaya-Kuznetsov (KZK)方程, 研究生物组织中非线性HIFU声场. 对三种生物仿体的衰减和声速色散的理论实验研究表明分数导数应用的可行性, 在此基础上通过数值仿真分析研究了衰减及声速随频率的变化对HIFU焦域分布的影响. 研究结果表明, 在计算强非线性聚焦超声时, 由于高次谐波的强色散作用, 引入分数导数来解决生物组织特殊的衰减以及色散问题可进一步提高HIFU治疗的安全性.
针对一类具有非线性刚度、非线性阻尼的非线性相对转动系统, 应用耗散系统的拉格朗日原理建立在组合谐波激励作用下非线性相对转动系统的动力学方程. 构造李雅普诺夫函数, 分析相对转动系统的稳定性, 研究自治系统的分岔特性. 应用多尺度法求解相对转动系统的非自治系统在组合激励作用下的分岔响应方程. 最后采用数值仿真方法, 通过分岔图、时域波形、相平面图、Poincaré截面图等研究外扰激励、系统阻尼、 非线性刚度对相对转动系统经历倍周期分岔进入混沌运动的影响.
针对一类具有非线性刚度、非线性阻尼的非线性相对转动系统, 应用耗散系统的拉格朗日原理建立在组合谐波激励作用下非线性相对转动系统的动力学方程. 构造李雅普诺夫函数, 分析相对转动系统的稳定性, 研究自治系统的分岔特性. 应用多尺度法求解相对转动系统的非自治系统在组合激励作用下的分岔响应方程. 最后采用数值仿真方法, 通过分岔图、时域波形、相平面图、Poincaré截面图等研究外扰激励、系统阻尼、 非线性刚度对相对转动系统经历倍周期分岔进入混沌运动的影响.
本文设计了具有相同平均沟槽密度的三种排列类型的一维沟槽结构: 密排列、周期间隔排列和两种准周期间隔排列, 并采用数值模拟和实验验证相结合的方法研究了一维沟槽结构在不同排列下的流体减阻特性. 模拟计算分析流场特征和总阻力, 发现相对于密排列和周期间隔排列的沟槽结构, 准周期间隔排列具有更好的减阻特性, 并且这一结果得到减阻实验的验证. 通过流场分布特性进一步分析沟槽结构的减阻机理. 机理分析发现高速流在经一维准周期结构的扰动波调制后形成了准周期间隔排列的速度条纹相, 这有效地抑制了大涡在流向和展向上的形成, 从而实现较大幅度的减阻. 同时对比分析沟槽排列结构调制展向涡和流向涡各自对流动减阻的贡献, 结果表明, 调制流向涡对减阻的作用更大.
本文设计了具有相同平均沟槽密度的三种排列类型的一维沟槽结构: 密排列、周期间隔排列和两种准周期间隔排列, 并采用数值模拟和实验验证相结合的方法研究了一维沟槽结构在不同排列下的流体减阻特性. 模拟计算分析流场特征和总阻力, 发现相对于密排列和周期间隔排列的沟槽结构, 准周期间隔排列具有更好的减阻特性, 并且这一结果得到减阻实验的验证. 通过流场分布特性进一步分析沟槽结构的减阻机理. 机理分析发现高速流在经一维准周期结构的扰动波调制后形成了准周期间隔排列的速度条纹相, 这有效地抑制了大涡在流向和展向上的形成, 从而实现较大幅度的减阻. 同时对比分析沟槽排列结构调制展向涡和流向涡各自对流动减阻的贡献, 结果表明, 调制流向涡对减阻的作用更大.
用流体模型研究高功率微波气体击穿时, 电子能量分布函数常被假设为麦克斯韦分布形式, 此假设可能将给模拟结果带来较大的误差. 通过求解玻尔兹曼方程, 得到非平衡状态下的电子能量分布函数. 分别将上述两类分布函数引入到流体模型中, 对氩气击穿进行了数值模拟. 结果表明, 基于非平衡分布函数得到的击穿时间与粒子模拟结果符合得很好, 而当平均电子能量较低时, 麦克斯韦分布函数的高能尾部导致了较短的击穿时间. 最后, 采用非平衡分布函数计算了不同压强下的氩气击穿阈值, 发现其与实验结果基本符合.
用流体模型研究高功率微波气体击穿时, 电子能量分布函数常被假设为麦克斯韦分布形式, 此假设可能将给模拟结果带来较大的误差. 通过求解玻尔兹曼方程, 得到非平衡状态下的电子能量分布函数. 分别将上述两类分布函数引入到流体模型中, 对氩气击穿进行了数值模拟. 结果表明, 基于非平衡分布函数得到的击穿时间与粒子模拟结果符合得很好, 而当平均电子能量较低时, 麦克斯韦分布函数的高能尾部导致了较短的击穿时间. 最后, 采用非平衡分布函数计算了不同压强下的氩气击穿阈值, 发现其与实验结果基本符合.
为了解决高功率激光系统中, 尤其是多程放大系统中波前畸变校正和光路准直之间的相互干扰问题, 针对包含自适应光学系统的四程放大系统, 利用菲涅耳衍射积分理论, 建立了310 mm×310 mm大口径光束的四程传输模型, 采用坐标扩展变换的方法解决了传统计算中同时需求近、远场高分辨率带来的计算量过大问题; 基于此模型, 比较了质心法、圆拟合法和纯相位匹配滤波等三种图像处理算法对存在波面差的光束的远场中心的处理精度; 分析了波面校正对焦斑位置的影响; 本文内容为四程放大系统准直调整方案的优化提供了重要依据.
为了解决高功率激光系统中, 尤其是多程放大系统中波前畸变校正和光路准直之间的相互干扰问题, 针对包含自适应光学系统的四程放大系统, 利用菲涅耳衍射积分理论, 建立了310 mm×310 mm大口径光束的四程传输模型, 采用坐标扩展变换的方法解决了传统计算中同时需求近、远场高分辨率带来的计算量过大问题; 基于此模型, 比较了质心法、圆拟合法和纯相位匹配滤波等三种图像处理算法对存在波面差的光束的远场中心的处理精度; 分析了波面校正对焦斑位置的影响; 本文内容为四程放大系统准直调整方案的优化提供了重要依据.
为进一步揭示霍尔推力器放电通道绝缘壁面鞘层的特性, 利用考虑了壁面二次电子分布函数的一维稳态流体鞘层模型, 研究了壁面二次电子发射对近壁双鞘特性的影响. 分析结果表明, 由于壁面发射的二次电子对近壁鞘层中的电子密度有增加作用, 存在一个临界二次电子发射系数σdc使得: 当σ≤σdc时, 鞘层为单层的正离子鞘结构; 当σ>σdc时, 鞘层表现为双层的正离子鞘和电子鞘相连结构, 连接点对应于垂直于壁面方向上电势分布的拐点. 然而, 当σ进一步增大到0.999时, 鞘层转变为三层的正离子鞘-电子鞘-正离子鞘交替结构. 数值结果表明: 随着σ的增加, 电子鞘与离子鞘的连接点向远离壁面的方向移动, 电子鞘的厚度逐渐增加; 随着壁面出射电子能量系数a的增加, 近壁区鞘层的厚度也逐渐增加.
为进一步揭示霍尔推力器放电通道绝缘壁面鞘层的特性, 利用考虑了壁面二次电子分布函数的一维稳态流体鞘层模型, 研究了壁面二次电子发射对近壁双鞘特性的影响. 分析结果表明, 由于壁面发射的二次电子对近壁鞘层中的电子密度有增加作用, 存在一个临界二次电子发射系数σdc使得: 当σ≤σdc时, 鞘层为单层的正离子鞘结构; 当σ>σdc时, 鞘层表现为双层的正离子鞘和电子鞘相连结构, 连接点对应于垂直于壁面方向上电势分布的拐点. 然而, 当σ进一步增大到0.999时, 鞘层转变为三层的正离子鞘-电子鞘-正离子鞘交替结构. 数值结果表明: 随着σ的增加, 电子鞘与离子鞘的连接点向远离壁面的方向移动, 电子鞘的厚度逐渐增加; 随着壁面出射电子能量系数a的增加, 近壁区鞘层的厚度也逐渐增加.
利用高分辨率X射线衍射(HRXRD)对MOCVD系统中生长在c面Al2O3上的不 同厚度的GaN薄膜内马赛克结构进行了研究. 在对称面的三轴X射线衍射曲线中, 用两种方法计算得到晶粒的垂直关联长度和水平关联长度, 两者均随着薄膜厚度的增加而增加, 并且垂直关联长度近似膜厚从倒易空间图中得出的横向关联长度也有相同的趋势, 结合非对称面的衍射曲线用Williamson-Hall方法和外推法分 别拟合出晶粒的面外倾斜角和面内扭转角, 他们随着薄膜厚度的增加显著减少, 这一切都表明厚度的增加, 晶粒的单向有序排列越来越整齐, 外延片的质量越来越高.
利用高分辨率X射线衍射(HRXRD)对MOCVD系统中生长在c面Al2O3上的不 同厚度的GaN薄膜内马赛克结构进行了研究. 在对称面的三轴X射线衍射曲线中, 用两种方法计算得到晶粒的垂直关联长度和水平关联长度, 两者均随着薄膜厚度的增加而增加, 并且垂直关联长度近似膜厚从倒易空间图中得出的横向关联长度也有相同的趋势, 结合非对称面的衍射曲线用Williamson-Hall方法和外推法分 别拟合出晶粒的面外倾斜角和面内扭转角, 他们随着薄膜厚度的增加显著减少, 这一切都表明厚度的增加, 晶粒的单向有序排列越来越整齐, 外延片的质量越来越高.
本文用分子动力学模拟研究了Ni熔体以不同冷速凝固后微观结构的演变规律, 并通过理论计算确定出了Ni熔体凝固后获得理想非晶的临界条件. 模拟结果发现冷速小于1011 K/s时, Ni 熔体凝固后形成晶态组织; 冷速在1011 K/s到1014.5 K/s之间时, Ni熔体凝固后形成由晶态结构与非晶态结构组成的混合组织. 冷速小于1010 K/s, Ni 熔体凝固后形成的晶态组织具有fcc结构; 冷速在1010 K/s到1014.5 K/s之间时, Ni熔体凝固后组织中的晶态由fcc和hcp结构层状镶嵌排列构成. 通过分析模拟结果和计算结果, 确定出了Ni熔体凝固后形成理想非晶的临界冷速为1014.5 K/s. 并发现Ni熔体中临界晶核(冷速等于1014.5 K/s)和亚临界晶核(冷速大于1014.5 K/s) 均由fcc和hcp组成层状偏聚结构, 这表明Ni熔体中生长的晶体、临界晶核和晶胚的结构是相同的.
本文用分子动力学模拟研究了Ni熔体以不同冷速凝固后微观结构的演变规律, 并通过理论计算确定出了Ni熔体凝固后获得理想非晶的临界条件. 模拟结果发现冷速小于1011 K/s时, Ni 熔体凝固后形成晶态组织; 冷速在1011 K/s到1014.5 K/s之间时, Ni熔体凝固后形成由晶态结构与非晶态结构组成的混合组织. 冷速小于1010 K/s, Ni 熔体凝固后形成的晶态组织具有fcc结构; 冷速在1010 K/s到1014.5 K/s之间时, Ni熔体凝固后组织中的晶态由fcc和hcp结构层状镶嵌排列构成. 通过分析模拟结果和计算结果, 确定出了Ni熔体凝固后形成理想非晶的临界冷速为1014.5 K/s. 并发现Ni熔体中临界晶核(冷速等于1014.5 K/s)和亚临界晶核(冷速大于1014.5 K/s) 均由fcc和hcp组成层状偏聚结构, 这表明Ni熔体中生长的晶体、临界晶核和晶胚的结构是相同的.
石墨烯纳米带 (GNRs) 是一种重要的纳米材料, 碳纳米管可看作是GNRs卷曲而成的无缝圆筒. 利用基于密度泛函理论的第一性原理方法, 系统研究了GNRs卷曲变形到不同几何构型时, 其电子特性, 包括能带结构 (特别是带隙) 、态密度、透射谱的变化规律. 结果表明: 无论是锯齿型GNRs (ZGNRs) 或扶手椅型GNRs (AGNRs), 在其卷曲成管之前, 其电子特性对卷曲形变均不敏感, 这意味着GNRs的电子结构及输运特性有较强地抵抗卷曲变形的能力. 当GNRs 卷曲成管后, ZGNRs和AGNRs表现出完全不同的性质, ZGNRs几乎保持金属性不变或变为准金属; 但AGNRs的电子特性有较大的变化, 出现不同带隙半导体、准金属之间的转变, 这也许密切关系到碳纳米管管口周长方向上的周期性边界条件及量子禁锢的改变. 这些研究对于了解GNRs电子特性的卷曲效应、以及GNRs与碳纳米管电子特性的关系 (结构与特性的关系) 有重要意义.
石墨烯纳米带 (GNRs) 是一种重要的纳米材料, 碳纳米管可看作是GNRs卷曲而成的无缝圆筒. 利用基于密度泛函理论的第一性原理方法, 系统研究了GNRs卷曲变形到不同几何构型时, 其电子特性, 包括能带结构 (特别是带隙) 、态密度、透射谱的变化规律. 结果表明: 无论是锯齿型GNRs (ZGNRs) 或扶手椅型GNRs (AGNRs), 在其卷曲成管之前, 其电子特性对卷曲形变均不敏感, 这意味着GNRs的电子结构及输运特性有较强地抵抗卷曲变形的能力. 当GNRs 卷曲成管后, ZGNRs和AGNRs表现出完全不同的性质, ZGNRs几乎保持金属性不变或变为准金属; 但AGNRs的电子特性有较大的变化, 出现不同带隙半导体、准金属之间的转变, 这也许密切关系到碳纳米管管口周长方向上的周期性边界条件及量子禁锢的改变. 这些研究对于了解GNRs电子特性的卷曲效应、以及GNRs与碳纳米管电子特性的关系 (结构与特性的关系) 有重要意义.
利用水热法在直流磁控溅射制备的掺铝氧化锌 (AZO) 种子层上制备了不同形貌和光学性能的掺银ZnO纳米棒, 并采用XRD、扫描电镜、透射谱、光发射谱和EDS谱详细研究了Ag离子与Zn离子的摩尔百分比 (RAg/Zn) 及AZO种子层对掺银ZnO纳米棒的结构和光学性质的影响. 随着RAg/Zn的增加, 掺银ZnO 纳米棒的微结构和光学性质的变化与银掺杂诱导的纳米棒的端面尺寸变化有关. 平均端面尺寸的变化归结于种子层颗粒大小和颗粒数密度不同导致掺入的Ag离子的相对比例不同. 溅射15 min的AZO种子层上生长的ZnO纳米棒由于缺陷增多导致在可见光区的发光峰明显强于溅射10 min 的AZO种子层上、相同RAg/Zn 条件下生长的ZnO纳米棒. Ag掺杂产生的点缺陷增多导致可见光区PL波包较宽. 纯ZnO纳米棒的微结构与种子层厚度导致的结晶度和颗粒大小有关.
利用水热法在直流磁控溅射制备的掺铝氧化锌 (AZO) 种子层上制备了不同形貌和光学性能的掺银ZnO纳米棒, 并采用XRD、扫描电镜、透射谱、光发射谱和EDS谱详细研究了Ag离子与Zn离子的摩尔百分比 (RAg/Zn) 及AZO种子层对掺银ZnO纳米棒的结构和光学性质的影响. 随着RAg/Zn的增加, 掺银ZnO 纳米棒的微结构和光学性质的变化与银掺杂诱导的纳米棒的端面尺寸变化有关. 平均端面尺寸的变化归结于种子层颗粒大小和颗粒数密度不同导致掺入的Ag离子的相对比例不同. 溅射15 min的AZO种子层上生长的ZnO纳米棒由于缺陷增多导致在可见光区的发光峰明显强于溅射10 min 的AZO种子层上、相同RAg/Zn 条件下生长的ZnO纳米棒. Ag掺杂产生的点缺陷增多导致可见光区PL波包较宽. 纯ZnO纳米棒的微结构与种子层厚度导致的结晶度和颗粒大小有关.
采用基于密度泛函理论的第一性原理计算, 对(6,0)单壁氧化锌纳米管、铝掺杂、氮掺杂和铝氮共掺杂纳米管的能带结构、态密度和差分电荷密度进行了研究. 结果表明, 氮掺杂可以在纳米管禁带中引入受主能级, 实现纳米管的p型掺杂, 但是受主能级局域性较强, 导致氮溶解度低. 引入铝元素可以有效降低氮形成受主能级局域性, 激活氮元素, 铝氮共掺杂有望成为氧化锌纳米管一种更为有效的p型掺杂方法.
采用基于密度泛函理论的第一性原理计算, 对(6,0)单壁氧化锌纳米管、铝掺杂、氮掺杂和铝氮共掺杂纳米管的能带结构、态密度和差分电荷密度进行了研究. 结果表明, 氮掺杂可以在纳米管禁带中引入受主能级, 实现纳米管的p型掺杂, 但是受主能级局域性较强, 导致氮溶解度低. 引入铝元素可以有效降低氮形成受主能级局域性, 激活氮元素, 铝氮共掺杂有望成为氧化锌纳米管一种更为有效的p型掺杂方法.
采用基于密度泛函理论的第一性原理方法, 分别研究了压力作用下Fe从体心立方 (bcc, 相) 结构到六角密排(hcp, 相) 结构相变的两种不同的相变机理: 相变过程中出现亚稳定的面心立方(fcc) 结构(bcc-fcc-hcp) , 以及相变过程中没有出现亚稳定的fcc结构(bcc-hcp) . 计算结果表明: 静水压力条件下, 相变过程中并不会产生亚稳定的fcc结构, 这与最近的原位XRD实验测量结果相一致. 随着压力的增加, fcc-hcp的相变势垒逐渐增加, 压力趋向于阻止Fe从fcc结构到hcp结构的相变. 计算得到了相变过程中原子磁性和结构的详细信息, 分析表明相变过程中涉及复杂的磁性转变, 并且讨论了原子磁性对结构转变影响的物理机理. 此外, 对分子动力学模拟中产生亚稳定的fcc结构的原因也进行了讨论.
采用基于密度泛函理论的第一性原理方法, 分别研究了压力作用下Fe从体心立方 (bcc, 相) 结构到六角密排(hcp, 相) 结构相变的两种不同的相变机理: 相变过程中出现亚稳定的面心立方(fcc) 结构(bcc-fcc-hcp) , 以及相变过程中没有出现亚稳定的fcc结构(bcc-hcp) . 计算结果表明: 静水压力条件下, 相变过程中并不会产生亚稳定的fcc结构, 这与最近的原位XRD实验测量结果相一致. 随着压力的增加, fcc-hcp的相变势垒逐渐增加, 压力趋向于阻止Fe从fcc结构到hcp结构的相变. 计算得到了相变过程中原子磁性和结构的详细信息, 分析表明相变过程中涉及复杂的磁性转变, 并且讨论了原子磁性对结构转变影响的物理机理. 此外, 对分子动力学模拟中产生亚稳定的fcc结构的原因也进行了讨论.
为从微观尺度探寻相变材料的热物性变化机理, 本文采用分子动力学的方法, 构建了由正二十二烷组成的无定形结构的相变材料体系, 采用周期性边界条件以及COMPASS力场对相变材料的比热以及导热系数进行了模拟, 并对纯正二十二烷进行了DSC测试. 结果表明, 模拟所得的相变材料热容与文献实验值的偏差是6.5%, 熔点与DSC实验值的偏差是0.98%. 当温度为288–318 K时, 相变材料的导热系数在0.1–0.4 W·m-1·K-1 范围内波动, 且随着压力增大略呈下降趋势.
为从微观尺度探寻相变材料的热物性变化机理, 本文采用分子动力学的方法, 构建了由正二十二烷组成的无定形结构的相变材料体系, 采用周期性边界条件以及COMPASS力场对相变材料的比热以及导热系数进行了模拟, 并对纯正二十二烷进行了DSC测试. 结果表明, 模拟所得的相变材料热容与文献实验值的偏差是6.5%, 熔点与DSC实验值的偏差是0.98%. 当温度为288–318 K时, 相变材料的导热系数在0.1–0.4 W·m-1·K-1 范围内波动, 且随着压力增大略呈下降趋势.
经过几十年的发展, 集成电路的特征尺寸将在1015年内达到其物理极限, 替代材料的研究迫在眉睫. 石墨烯曾被寄予厚望, 但由于其缺乏带隙限制了在数字电路领域的应用. 近年来, 单层及多层辉钼材料由于具有优异的半导体性能, 有可能超过石墨烯成为硅的替代者而引起了微纳电子领域的广泛关注. 本文对近二年国际上辉钼半导体器件研制、辉钼半导体材料的性能 表征及制备方法研究等方面的进展进行了综述, 并对大面积单层材料的研制提出了值得关注的方向.
经过几十年的发展, 集成电路的特征尺寸将在1015年内达到其物理极限, 替代材料的研究迫在眉睫. 石墨烯曾被寄予厚望, 但由于其缺乏带隙限制了在数字电路领域的应用. 近年来, 单层及多层辉钼材料由于具有优异的半导体性能, 有可能超过石墨烯成为硅的替代者而引起了微纳电子领域的广泛关注. 本文对近二年国际上辉钼半导体器件研制、辉钼半导体材料的性能 表征及制备方法研究等方面的进展进行了综述, 并对大面积单层材料的研制提出了值得关注的方向.
采用溶胶凝胶法, 在不同的退火温度下制备了不同的氧化钒薄膜. 利用扫描电子显微镜、X射线衍射仪、高阻仪、紫外-可见分光光度计和傅里叶红外光谱仪等, 对薄膜的形貌、晶态、电学和光学特性进行了分析. 结果表明, 溶胶凝胶法获取V2O5薄膜的最佳退火温度为430 ℃, 低于此温度不利于使有机溶剂充分分解, 高于此温度则V–O键发生裂解、形成更多的低价态氧化钒. 本文制备的氧化钒薄膜具有较高的电阻温度系数和光吸收率, 适合应用在非制冷红外探测器中. 本文揭示了溶胶凝胶法制备氧化钒薄膜的生长机理.
采用溶胶凝胶法, 在不同的退火温度下制备了不同的氧化钒薄膜. 利用扫描电子显微镜、X射线衍射仪、高阻仪、紫外-可见分光光度计和傅里叶红外光谱仪等, 对薄膜的形貌、晶态、电学和光学特性进行了分析. 结果表明, 溶胶凝胶法获取V2O5薄膜的最佳退火温度为430 ℃, 低于此温度不利于使有机溶剂充分分解, 高于此温度则V–O键发生裂解、形成更多的低价态氧化钒. 本文制备的氧化钒薄膜具有较高的电阻温度系数和光吸收率, 适合应用在非制冷红外探测器中. 本文揭示了溶胶凝胶法制备氧化钒薄膜的生长机理.
本文使用分子动力学方法对液相Cu中不同半径晶胚的生长和熔化行为进行了研究. 随着半径的增加, 晶胚生长的临界温度升高. 临界形核过冷度和晶胚半径倒数成正比关系, 这和经典形核理论一致. 由上述关系计算得到Cu的Gibbs-Thomson系数为1.12×10-7 K·m, Cu的固液界面能为0.146 J/m2, Cu的Turnbull系数为0.416, 这些计算值均与实验值一致.
本文使用分子动力学方法对液相Cu中不同半径晶胚的生长和熔化行为进行了研究. 随着半径的增加, 晶胚生长的临界温度升高. 临界形核过冷度和晶胚半径倒数成正比关系, 这和经典形核理论一致. 由上述关系计算得到Cu的Gibbs-Thomson系数为1.12×10-7 K·m, Cu的固液界面能为0.146 J/m2, Cu的Turnbull系数为0.416, 这些计算值均与实验值一致.
利用低压等离子体聚合技术制备了约5 m的辉光放电聚合物薄膜, 将所制备的样品放入热处理炉中通入氩气保护, 分别在280 ℃, 300 ℃, 320 ℃, 340 ℃进行热处理. 对热处理后的样品采用傅里叶变换红外吸收光谱(FT-IR)分析了不同热处理温度对薄膜结构的影响. 对CH振动区进行了分峰高斯拟合, 定量的分析了个官能团的变化. 利用紫外可见光谱仪分析了热处理前后薄膜在紫外可见光区域内光学透过率及光学带隙的变化. 结果表明: 随着热处理温度的升高,薄膜中H含量减少, 薄膜中甲基相对含量减少, 而双键、芳香环结构相对含量增加, 在600 nm以后的可见光区, 薄膜的透过率减小. 薄膜光透过率的截止波长红移, 光学带隙减小.
利用低压等离子体聚合技术制备了约5 m的辉光放电聚合物薄膜, 将所制备的样品放入热处理炉中通入氩气保护, 分别在280 ℃, 300 ℃, 320 ℃, 340 ℃进行热处理. 对热处理后的样品采用傅里叶变换红外吸收光谱(FT-IR)分析了不同热处理温度对薄膜结构的影响. 对CH振动区进行了分峰高斯拟合, 定量的分析了个官能团的变化. 利用紫外可见光谱仪分析了热处理前后薄膜在紫外可见光区域内光学透过率及光学带隙的变化. 结果表明: 随着热处理温度的升高,薄膜中H含量减少, 薄膜中甲基相对含量减少, 而双键、芳香环结构相对含量增加, 在600 nm以后的可见光区, 薄膜的透过率减小. 薄膜光透过率的截止波长红移, 光学带隙减小.
采用散射矩阵方法, 研究了含双T形量子结构的量子波导中声学声子输运和热导性质. 结果表明: 在极低温度, 双T形量子结构能增强低温热导; 相反地, 在相对较高的温度范围, 双T形量子结构能降低低温热导. 而在整个低温范围内, 增加散射区域最窄处的宽度能增强低温热导. 计算结果表明可以通过调节含双T形量子结构的量子波导结构来调控声子的输运概率和热导.
采用散射矩阵方法, 研究了含双T形量子结构的量子波导中声学声子输运和热导性质. 结果表明: 在极低温度, 双T形量子结构能增强低温热导; 相反地, 在相对较高的温度范围, 双T形量子结构能降低低温热导. 而在整个低温范围内, 增加散射区域最窄处的宽度能增强低温热导. 计算结果表明可以通过调节含双T形量子结构的量子波导结构来调控声子的输运概率和热导.
本文系统地研究了不同形状(三方、四方及六方) 的孔缺陷对锯齿形石墨烯纳米条带电学特性的影响. 结果表明: 孔缺陷形状对于石墨烯纳米条带的电导及电流特性影响显著, 其可能源于不同形状的孔缺陷边界对于电子散射的不同; 另外, 当缺陷悬挂吸附氢或氮原子, 将引起孔缺陷形状改变, 因此不同孔缺陷吸附对于石墨烯纳米条带的电学特性的影响也各不相同. 本研究将为石墨烯基电子器件失效分析及石墨烯孔结构器件设计提供有价值的理论指导.
本文系统地研究了不同形状(三方、四方及六方) 的孔缺陷对锯齿形石墨烯纳米条带电学特性的影响. 结果表明: 孔缺陷形状对于石墨烯纳米条带的电导及电流特性影响显著, 其可能源于不同形状的孔缺陷边界对于电子散射的不同; 另外, 当缺陷悬挂吸附氢或氮原子, 将引起孔缺陷形状改变, 因此不同孔缺陷吸附对于石墨烯纳米条带的电学特性的影响也各不相同. 本研究将为石墨烯基电子器件失效分析及石墨烯孔结构器件设计提供有价值的理论指导.
利用电化学腐蚀方法制备了n型有序多孔硅, 并以此为基底用直流磁控溅射法在其表面溅射不同厚度的氧化钨薄膜. 利用X射线和扫描电子显微镜表征了材料的成分和结构, 结果表明, 多孔硅的孔呈柱形有序分布, 溅射10 min的WO3薄膜是多晶结构, 比较松散地覆盖在整个多孔硅的表面. 分别测试了多孔硅和多孔硅基氧化钨在室温条件下对二氧化氮的气敏性能, 结果表明, 相对于多孔硅, 多孔硅基氧化钨薄膜对二氧化氮的气敏性能显著提高. 对多孔硅基氧化钨复合结构的气敏机理分析认为, 多孔硅和氧化钨薄膜复合形成的异质结对良好的气敏性能起到主要作用, 氧化钨薄膜表面出现了反型层引起了气敏响应时电阻的异常变化.
利用电化学腐蚀方法制备了n型有序多孔硅, 并以此为基底用直流磁控溅射法在其表面溅射不同厚度的氧化钨薄膜. 利用X射线和扫描电子显微镜表征了材料的成分和结构, 结果表明, 多孔硅的孔呈柱形有序分布, 溅射10 min的WO3薄膜是多晶结构, 比较松散地覆盖在整个多孔硅的表面. 分别测试了多孔硅和多孔硅基氧化钨在室温条件下对二氧化氮的气敏性能, 结果表明, 相对于多孔硅, 多孔硅基氧化钨薄膜对二氧化氮的气敏性能显著提高. 对多孔硅基氧化钨复合结构的气敏机理分析认为, 多孔硅和氧化钨薄膜复合形成的异质结对良好的气敏性能起到主要作用, 氧化钨薄膜表面出现了反型层引起了气敏响应时电阻的异常变化.
积累区MOS电容线性度高且不受频率限制, 具有反型区MOS电容不可比拟的优势. 本文在研究应变Si NMOS电容C-V特性中台阶效应形成机理的基础上, 通过求解电荷分布, 建立了应变Si/SiGe NMOS积累区电容模型, 并与实验结果进行了对比, 验证了模型的正确性. 最后, 基于该模型, 研究了锗组分、应变层厚度、掺杂浓度等参数对台阶效应的影响, 为应变Si器件的制造提供了重要的指导作用. 本模型已成功用于硅基应变器件模型参数提取软件中, 为器件仿真奠定了理论基础.
积累区MOS电容线性度高且不受频率限制, 具有反型区MOS电容不可比拟的优势. 本文在研究应变Si NMOS电容C-V特性中台阶效应形成机理的基础上, 通过求解电荷分布, 建立了应变Si/SiGe NMOS积累区电容模型, 并与实验结果进行了对比, 验证了模型的正确性. 最后, 基于该模型, 研究了锗组分、应变层厚度、掺杂浓度等参数对台阶效应的影响, 为应变Si器件的制造提供了重要的指导作用. 本模型已成功用于硅基应变器件模型参数提取软件中, 为器件仿真奠定了理论基础.
利用摄动展开方法, 研究了由圆柱形带涂层杂质随机嵌入基质所形成的非线性复合介质在外加 的带有不同频率和振幅的混合电场E0 + E1 sinωt+E3 sin3ωt作用下有效的直流-交流电响应, 分别推导了复合介质在杂质核、涂层及基质区域的电势分布, 并在低杂质浓度下给出了复合介质有效的非线性响应及它们之间的关系.
利用摄动展开方法, 研究了由圆柱形带涂层杂质随机嵌入基质所形成的非线性复合介质在外加 的带有不同频率和振幅的混合电场E0 + E1 sinωt+E3 sin3ωt作用下有效的直流-交流电响应, 分别推导了复合介质在杂质核、涂层及基质区域的电势分布, 并在低杂质浓度下给出了复合介质有效的非线性响应及它们之间的关系.
基于半导体物理和IGBT基本结构, 深入论述了IGBT关断机理, 推导出IGBT关断时间随电压和电流的变化规律: 关断时间随电压的增大而增大, 随电流的增大而减小. 查明了变化规律的物理机理, 仿真和实验结果验证了理论推导与所得变化规律的正确性. 提出采用指数与双曲线复合规律描述IGBT关断时间的变化. 对深化IGBT关断机理和解决电力电子装置死区时间设置等工程问题具有一定的理论意义和应用价值.
基于半导体物理和IGBT基本结构, 深入论述了IGBT关断机理, 推导出IGBT关断时间随电压和电流的变化规律: 关断时间随电压的增大而增大, 随电流的增大而减小. 查明了变化规律的物理机理, 仿真和实验结果验证了理论推导与所得变化规律的正确性. 提出采用指数与双曲线复合规律描述IGBT关断时间的变化. 对深化IGBT关断机理和解决电力电子装置死区时间设置等工程问题具有一定的理论意义和应用价值.
本文采用六带KP理论计算了耦合量子点在不同耦合距离下空穴基态特性, 探讨了轻重空穴及轨道自旋相互作用对耦合量子点空穴基态反成键态特性的影响. 在考虑多带耦合的情况下, 耦合量子点随着耦合强度的变化, 价带基态能级和激发态能级发生反交叉现象. 同时, 随着耦合距离的增加, 量子点基态轻重空穴波函数的比重发生变化,导致量子点空穴基态波函数从成键态反转成为反成键态. 同时研究发现, 因空穴基态及激发态波函数特性的转变, 电子、空穴的基态及激发态波函数的叠加强度发生的明显变化.
本文采用六带KP理论计算了耦合量子点在不同耦合距离下空穴基态特性, 探讨了轻重空穴及轨道自旋相互作用对耦合量子点空穴基态反成键态特性的影响. 在考虑多带耦合的情况下, 耦合量子点随着耦合强度的变化, 价带基态能级和激发态能级发生反交叉现象. 同时, 随着耦合距离的增加, 量子点基态轻重空穴波函数的比重发生变化,导致量子点空穴基态波函数从成键态反转成为反成键态. 同时研究发现, 因空穴基态及激发态波函数特性的转变, 电子、空穴的基态及激发态波函数的叠加强度发生的明显变化.
单层氮化硼纳米材料具有与石墨烯相似的原子排列方式, 但是由于硼原子和氮原子之间的电荷转移, 两种材料的电子特性具有较大的差异. 本文采用Hubbard模型和量子力学第一性原理计算相结合的方法研究了具有氢原子饱和的锯齿型边界的三角形氮化硼纳米片(Nanoflake) 的电子结构, 发现：与相应的石墨烯纳米片不同, 出现在氮化硼纳米片费米能级附近的零能态(zero-energy-states)要么被电子完全占据, 要么是全空的, 表现出自旋简并的特点; 通过对氮化硼纳米片进行电子(或空穴)掺杂可以有效地调控零能态上的电子占据, 进而对氮化硼纳米片的自旋进行调控. 这将为氮化硼纳米材料在自旋电子学等领域的应用提供重要的理论依据.
单层氮化硼纳米材料具有与石墨烯相似的原子排列方式, 但是由于硼原子和氮原子之间的电荷转移, 两种材料的电子特性具有较大的差异. 本文采用Hubbard模型和量子力学第一性原理计算相结合的方法研究了具有氢原子饱和的锯齿型边界的三角形氮化硼纳米片(Nanoflake) 的电子结构, 发现：与相应的石墨烯纳米片不同, 出现在氮化硼纳米片费米能级附近的零能态(zero-energy-states)要么被电子完全占据, 要么是全空的, 表现出自旋简并的特点; 通过对氮化硼纳米片进行电子(或空穴)掺杂可以有效地调控零能态上的电子占据, 进而对氮化硼纳米片的自旋进行调控. 这将为氮化硼纳米材料在自旋电子学等领域的应用提供重要的理论依据.
本文利用一种新的数值方法研究了在较大的双层石墨烯样品中杂质的无序 效应对超导态特性的影响. 采用核多项式方法 (Kernel Polynomial Method) 来自洽求解双层石墨烯系统的Bogoliubov-de-Gennes (BdG) 方程, 从而得到了由无序效应所引起的超导序参量的空间涨落精确解. 进一步, 计算了系统处于超导态时的态密度、光电导和广义逆参与率 (inverse participation ratio) 等物理量, 并发现随着无序强度的不断增大态密度中的能隙被 完全抑制, 同时光电导的Drude权重也迅速减小并最终降为零, 这表明双层石墨烯中的低能电子态发生了安德森局域化, 系统因而发生了由无序效应诱导的超导-绝缘体相变.
本文利用一种新的数值方法研究了在较大的双层石墨烯样品中杂质的无序 效应对超导态特性的影响. 采用核多项式方法 (Kernel Polynomial Method) 来自洽求解双层石墨烯系统的Bogoliubov-de-Gennes (BdG) 方程, 从而得到了由无序效应所引起的超导序参量的空间涨落精确解. 进一步, 计算了系统处于超导态时的态密度、光电导和广义逆参与率 (inverse participation ratio) 等物理量, 并发现随着无序强度的不断增大态密度中的能隙被 完全抑制, 同时光电导的Drude权重也迅速减小并最终降为零, 这表明双层石墨烯中的低能电子态发生了安德森局域化, 系统因而发生了由无序效应诱导的超导-绝缘体相变.
改进了JA-SW混合模型, 使之能处理具有两种单轴各向异性的磁体. 数值研究了面内应力对铁磁薄膜磁滞损耗和矫顽力的影响. 结果表明, 磁滞损耗和矫顽力与应力强度和应力施加方向以及外场取向有关. 磁滞损耗或矫顽力随应力强度变化的关系曲线并不完全是单调增加的, 比如当外场与易轴方向平行时会出现弯曲. 另外, 应力会造成矫顽力随外场取向角关系曲线的峰值偏移. 结果与文献资料进行了广泛对比并对其差异进行了解释.
改进了JA-SW混合模型, 使之能处理具有两种单轴各向异性的磁体. 数值研究了面内应力对铁磁薄膜磁滞损耗和矫顽力的影响. 结果表明, 磁滞损耗和矫顽力与应力强度和应力施加方向以及外场取向有关. 磁滞损耗或矫顽力随应力强度变化的关系曲线并不完全是单调增加的, 比如当外场与易轴方向平行时会出现弯曲. 另外, 应力会造成矫顽力随外场取向角关系曲线的峰值偏移. 结果与文献资料进行了广泛对比并对其差异进行了解释.
针对基于磁性隧道结的赝自旋阀磁随机存储器, 使用带斜面切口环形结构自由层, 抛弃采用厚度改变矫顽力的方式, 降低了磁性隧道结的面积电阻, 改进了垂直电流磁随机存储器. 通过集成工艺中淀积的二次效应生成磁环的切口, 利用微磁学方法计算分析了自由层的磁化反转特性, 结果表明该模型具有低串扰、低面积电阻、高磁阻率以及较强的抗干扰性能.
针对基于磁性隧道结的赝自旋阀磁随机存储器, 使用带斜面切口环形结构自由层, 抛弃采用厚度改变矫顽力的方式, 降低了磁性隧道结的面积电阻, 改进了垂直电流磁随机存储器. 通过集成工艺中淀积的二次效应生成磁环的切口, 利用微磁学方法计算分析了自由层的磁化反转特性, 结果表明该模型具有低串扰、低面积电阻、高磁阻率以及较强的抗干扰性能.
本文采用Novocontrol宽频介电谱仪在-100 ℃100 ℃温 度范围内、0.1 Hz10 MHz频率范围内测量了表面层打磨前 后CaCu3Ti4O12陶瓷的介电特性, 分析了CaCu3Ti4O12陶瓷的介电弛豫机理. 首先, 基于对宏观壳-心结构的定量分析, 排除了巨介电常数起源于表面层效应的可能性; 其次, 基于经典Maxwell-Wagner夹层极化及其活化能物理本质的分析, 排除了巨介电常数起源于经典Maxwell-Wagner极化的可能性; 最后, 依据晶界Schottky势垒与本征点缺陷的本质联系, 提出了巨介电常数起源于Schottky势垒边界陷阱电子弛豫的新机理. 陷阱电子弛豫机理反映了CaCu3Ti4O12陶瓷本征点缺陷、 电导、介电常数之间的本质关系.
本文采用Novocontrol宽频介电谱仪在-100 ℃100 ℃温 度范围内、0.1 Hz10 MHz频率范围内测量了表面层打磨前 后CaCu3Ti4O12陶瓷的介电特性, 分析了CaCu3Ti4O12陶瓷的介电弛豫机理. 首先, 基于对宏观壳-心结构的定量分析, 排除了巨介电常数起源于表面层效应的可能性; 其次, 基于经典Maxwell-Wagner夹层极化及其活化能物理本质的分析, 排除了巨介电常数起源于经典Maxwell-Wagner极化的可能性; 最后, 依据晶界Schottky势垒与本征点缺陷的本质联系, 提出了巨介电常数起源于Schottky势垒边界陷阱电子弛豫的新机理. 陷阱电子弛豫机理反映了CaCu3Ti4O12陶瓷本征点缺陷、 电导、介电常数之间的本质关系.
涂层的折射率是发光光弹性涂层方法采用斜射法应变分离时不可缺少的参数之一. 通过对发光光弹性涂层受斜入射光波激发时, 发射光波沿入射光波原路径返回振幅变化的理论分析, 提出一种基于发光涂层光学菲涅耳响应的折射率在线测量方法. 实验测量了罗丹明B为发光染料的发光光弹性涂层在入射角为60、波长为465 nm光波激发下的涂层折射率. 测量结果表明: 新的折射率测量方法是可行的, 对于其他用途的发光涂层折射率测量同样适用.
涂层的折射率是发光光弹性涂层方法采用斜射法应变分离时不可缺少的参数之一. 通过对发光光弹性涂层受斜入射光波激发时, 发射光波沿入射光波原路径返回振幅变化的理论分析, 提出一种基于发光涂层光学菲涅耳响应的折射率在线测量方法. 实验测量了罗丹明B为发光染料的发光光弹性涂层在入射角为60、波长为465 nm光波激发下的涂层折射率. 测量结果表明: 新的折射率测量方法是可行的, 对于其他用途的发光涂层折射率测量同样适用.
利用简单的化学气相沉积方法, 首先在n-Si衬底上生长Sb掺杂p-ZnO薄膜, 并在此基础上制作了p-ZnO/n-Si异质结发光二极管．对制备的Sb掺杂ZnO薄膜 在800 ℃下进行了热退火处理, 发现退火后样品的晶体质量和表面形貌都得到明显提高, 并且薄膜呈现的电导类型为p型, 载流子浓度为9.56× 1017 cm-3. 此外, 该器件还表现出良好的整流特性, 正向开启电压为4.0 V, 反向击穿电压为9.5 V. 在正向45 mA的注入电流条件下, 器件实现了室温下的电致发光. 这说明较高质量的ZnO薄膜也可以通过简单的化学气相沉积方法来实现, 这为ZnO基光电器件的材料制备提供了一种简单可行的方法.
利用简单的化学气相沉积方法, 首先在n-Si衬底上生长Sb掺杂p-ZnO薄膜, 并在此基础上制作了p-ZnO/n-Si异质结发光二极管．对制备的Sb掺杂ZnO薄膜 在800 ℃下进行了热退火处理, 发现退火后样品的晶体质量和表面形貌都得到明显提高, 并且薄膜呈现的电导类型为p型, 载流子浓度为9.56× 1017 cm-3. 此外, 该器件还表现出良好的整流特性, 正向开启电压为4.0 V, 反向击穿电压为9.5 V. 在正向45 mA的注入电流条件下, 器件实现了室温下的电致发光. 这说明较高质量的ZnO薄膜也可以通过简单的化学气相沉积方法来实现, 这为ZnO基光电器件的材料制备提供了一种简单可行的方法.
采用遗传算法, 得到贵金属混合团簇Cun-1Au (n=2–10)的稳态结构, 并采用分别基于静态及含时的密度泛函理论的第一性原理方法计算了团簇的静态极化率和吸收光谱. 由于d电子屏蔽效应的增强, 金原子的引入会导致团簇静态极化率的降低, 但立体的构型能减小这种影响. 基于含时密度泛函理论的第一性原理计算得到的吸收光谱指出, 这种屏蔽效应同时导致共振强度的明显下降. d轨道对跃迁贡献的进一步计算, 指出d轨道成分是团簇的光激发中的主要贡献者, 但d电子的屏蔽作用并不会直接导致在激发中d轨道贡献的提升. 针对固定尺寸体系, Cu6-nAun (n=0–6) 团簇的研究进一步论证了此观点. 计算的光谱与实验值能很好地对应, 并且比其他更早的理论计算更为接近实验值.
采用遗传算法, 得到贵金属混合团簇Cun-1Au (n=2–10)的稳态结构, 并采用分别基于静态及含时的密度泛函理论的第一性原理方法计算了团簇的静态极化率和吸收光谱. 由于d电子屏蔽效应的增强, 金原子的引入会导致团簇静态极化率的降低, 但立体的构型能减小这种影响. 基于含时密度泛函理论的第一性原理计算得到的吸收光谱指出, 这种屏蔽效应同时导致共振强度的明显下降. d轨道对跃迁贡献的进一步计算, 指出d轨道成分是团簇的光激发中的主要贡献者, 但d电子的屏蔽作用并不会直接导致在激发中d轨道贡献的提升. 针对固定尺寸体系, Cu6-nAun (n=0–6) 团簇的研究进一步论证了此观点. 计算的光谱与实验值能很好地对应, 并且比其他更早的理论计算更为接近实验值.
同轴纳米环结构由于具有特殊的光学特性, 近年来引起了科学界的广泛关注. 本文将重点研究在以纳米环形结构为基础的法布里-珀罗腔中所存 在的两种形式的表面等离子共振, 平面型和传输型. 通过使用固定圆环阵列的周期而只改变圆环孔径大小的方法来实现调 节传输型共振并达到滤波的效果. 同时, 控制圆环阵列的周期使其足够大, 从而使得平面型共振峰位于近红外波段, 以避免对处于可见光波段的传输型共振模式形成干扰, 最终实现滤光效果. 在实验中, 通过使用周期固定为1200 nm而孔径大小从10到180 nm (以10 nm递增)的同轴圆环结构, 实现了把一束宽带的白光源分成不同颜色的单色光. 实验结果表明, 该方法解决了天线凹槽和一维层堆光栅型滤光器都普遍存在的偏振敏感性问题, 使得类似滤光器件的应用范围更广, 更能适应非偏振的自然光. 通过有限时域差分法分析得到的理论计算结果和实验结果相匹配, 实验现象得到了很好的理论支持和解释.
同轴纳米环结构由于具有特殊的光学特性, 近年来引起了科学界的广泛关注. 本文将重点研究在以纳米环形结构为基础的法布里-珀罗腔中所存 在的两种形式的表面等离子共振, 平面型和传输型. 通过使用固定圆环阵列的周期而只改变圆环孔径大小的方法来实现调 节传输型共振并达到滤波的效果. 同时, 控制圆环阵列的周期使其足够大, 从而使得平面型共振峰位于近红外波段, 以避免对处于可见光波段的传输型共振模式形成干扰, 最终实现滤光效果. 在实验中, 通过使用周期固定为1200 nm而孔径大小从10到180 nm (以10 nm递增)的同轴圆环结构, 实现了把一束宽带的白光源分成不同颜色的单色光. 实验结果表明, 该方法解决了天线凹槽和一维层堆光栅型滤光器都普遍存在的偏振敏感性问题, 使得类似滤光器件的应用范围更广, 更能适应非偏振的自然光. 通过有限时域差分法分析得到的理论计算结果和实验结果相匹配, 实验现象得到了很好的理论支持和解释.
Ge1-xSnx是一种新型IV族合金材料, 在光子学和微电子学器件研制中具有重要应用前景. 本文使用低温分子束外延(MBE)法, 在Ge(001)衬底上生长高质量的Ge1-xSnx合金, 组分x分别为1.5%, 2.4%, 2.8%, 5.3%和14%, 采用高分辨X射线衍射(HR-XRD)、卢瑟福背散射谱(RBS) 和透射电子显微镜(TEM)等方法表征Ge1-xSnx合金的材料质量. 对于低Sn组分(x 5.3%)的样品, Ge1-xSnx合金的晶体质量非常好, RBS的沟道/随机产额比(min)只有5.0%, HR-XRD曲线中Ge1-xSnx衍射峰的半高全宽(FWHM)仅100'' 左右. 对于x=14%的样品, Ge1-xSnx合金的晶体质量相对差一些, FWHM=264.6''.
Ge1-xSnx是一种新型IV族合金材料, 在光子学和微电子学器件研制中具有重要应用前景. 本文使用低温分子束外延(MBE)法, 在Ge(001)衬底上生长高质量的Ge1-xSnx合金, 组分x分别为1.5%, 2.4%, 2.8%, 5.3%和14%, 采用高分辨X射线衍射(HR-XRD)、卢瑟福背散射谱(RBS) 和透射电子显微镜(TEM)等方法表征Ge1-xSnx合金的材料质量. 对于低Sn组分(x 5.3%)的样品, Ge1-xSnx合金的晶体质量非常好, RBS的沟道/随机产额比(min)只有5.0%, HR-XRD曲线中Ge1-xSnx衍射峰的半高全宽(FWHM)仅100'' 左右. 对于x=14%的样品, Ge1-xSnx合金的晶体质量相对差一些, FWHM=264.6''.
金刚石探测器具有响应快、灵敏度高、动态范围大、平响应、击穿电压高、抗辐射等优点, 广泛运用于X射线测量. 利用化学气相沉积方法制备的光学级金刚石, 采用金属-金刚石-金属结构研制了X射线金刚石探测器. 在8ps激光器上的探测器响应性能考核表明, 整个探测器系统的响应时间为444 ps, 上升时间为175 ps, 载流子寿命为285 ps. 将探测器应用于神光Ⅲ原型装置的内爆物理实验硬X射线测量, 分别测量得到以注入黑腔的激光转化为主和靶丸内爆产生为主的硬X射线能流, 测得的峰值信号分别正比于激光总能量和反比于靶丸CH层厚度.
金刚石探测器具有响应快、灵敏度高、动态范围大、平响应、击穿电压高、抗辐射等优点, 广泛运用于X射线测量. 利用化学气相沉积方法制备的光学级金刚石, 采用金属-金刚石-金属结构研制了X射线金刚石探测器. 在8ps激光器上的探测器响应性能考核表明, 整个探测器系统的响应时间为444 ps, 上升时间为175 ps, 载流子寿命为285 ps. 将探测器应用于神光Ⅲ原型装置的内爆物理实验硬X射线测量, 分别测量得到以注入黑腔的激光转化为主和靶丸内爆产生为主的硬X射线能流, 测得的峰值信号分别正比于激光总能量和反比于靶丸CH层厚度.
由于等效电阻谐振条件限制, 传统的单层电路模拟吸波体(CA)结构在低频段不能形成多个谐振点. 为了突破这个限制, 本文提出了一种金属线阵列嵌入的单层CA结构. 该结构在低频段形成了双谐振峰吸收, 拓展了吸波频带. 采用准静态模型, 分析金属线阵列嵌入的单层CA结构内的电磁波的散射. 分析结果表明, 金属线阵列的嵌入使结构的介质层在低频激发等离子体谐振. 在该谐振频率点, 结构形成额外吸收峰, 该吸收峰和单层CA结构原有的吸收峰一起实现了双峰吸收. 实验和FDTD数值计算结果相符合, 结果表明该结构在不增加厚度的前提下, 扩展了低频段的吸波频段.
由于等效电阻谐振条件限制, 传统的单层电路模拟吸波体(CA)结构在低频段不能形成多个谐振点. 为了突破这个限制, 本文提出了一种金属线阵列嵌入的单层CA结构. 该结构在低频段形成了双谐振峰吸收, 拓展了吸波频带. 采用准静态模型, 分析金属线阵列嵌入的单层CA结构内的电磁波的散射. 分析结果表明, 金属线阵列的嵌入使结构的介质层在低频激发等离子体谐振. 在该谐振频率点, 结构形成额外吸收峰, 该吸收峰和单层CA结构原有的吸收峰一起实现了双峰吸收. 实验和FDTD数值计算结果相符合, 结果表明该结构在不增加厚度的前提下, 扩展了低频段的吸波频段.
利用辉光放电技术采用等离子体质谱诊断的方法研究了不同工作 压强下H2/C4H8混合气体等离子体中 主要正离子成分及其能量的变化规律, 并分析了压强对H2/C4H8混合气体的离解机理以及主要正离子形成过程的影响. 结果表明: 随着工作压强的增加, 碳氢碎片离子的浓度和能量均逐渐减小. 当工作压强为5 Pa时, H2/C4H8混合气体等离子体中C3H5+相对浓度最大; 压强为10 Pa时, C3H3+相对浓度最大; 压强为15, 20 Pa时, C2H5+相对浓度最大; 压强为25 Pa时, C4H9+相对浓度最大. 对H2/C4H8等离子体中的主要组分及其能量分布所进行的定性分析, 将为H2/C4H8混合气体辉光放电聚合物涂层的工艺参数优化提供参考技术基础.
利用辉光放电技术采用等离子体质谱诊断的方法研究了不同工作 压强下H2/C4H8混合气体等离子体中 主要正离子成分及其能量的变化规律, 并分析了压强对H2/C4H8混合气体的离解机理以及主要正离子形成过程的影响. 结果表明: 随着工作压强的增加, 碳氢碎片离子的浓度和能量均逐渐减小. 当工作压强为5 Pa时, H2/C4H8混合气体等离子体中C3H5+相对浓度最大; 压强为10 Pa时, C3H3+相对浓度最大; 压强为15, 20 Pa时, C2H5+相对浓度最大; 压强为25 Pa时, C4H9+相对浓度最大. 对H2/C4H8等离子体中的主要组分及其能量分布所进行的定性分析, 将为H2/C4H8混合气体辉光放电聚合物涂层的工艺参数优化提供参考技术基础.
由于材料弹性的各向异性与表面能的各向异性, 不同的生长方向或生长面, 量子点有不同的力学性能与行为. 本文基于各向异性弹性理论的有限元方法, 以金字塔型自组织InAs/GaAs半导体量子点为研究对象, 分别在7个常见的生长方向或生长面上, 对其应变能和应变弛豫能、自由能等进行了分析计算, 得到了这些能量随生长方向的变化规律. 结果表明(211)量子点应变弛豫能最大, 而(100)量子点应变弛豫能最小. 这些结果可为可控制备量子点提供理论参考.
由于材料弹性的各向异性与表面能的各向异性, 不同的生长方向或生长面, 量子点有不同的力学性能与行为. 本文基于各向异性弹性理论的有限元方法, 以金字塔型自组织InAs/GaAs半导体量子点为研究对象, 分别在7个常见的生长方向或生长面上, 对其应变能和应变弛豫能、自由能等进行了分析计算, 得到了这些能量随生长方向的变化规律. 结果表明(211)量子点应变弛豫能最大, 而(100)量子点应变弛豫能最小. 这些结果可为可控制备量子点提供理论参考.
以Barkley模型为研究对象, 研究了在时空调制作用下螺旋波时空动力学行为特性. 发现在适当的调制参数的作用下, 能够在同一系统中同时观察到漫游螺旋波与旅行螺旋波. 通过数值模拟研究分析, 给出了能产生漫游螺旋波与旅行螺旋波共存现象的潜在机理, 并详细讨论了在Barkley 模型中要产生这种共存现象的两个必要条件.
以Barkley模型为研究对象, 研究了在时空调制作用下螺旋波时空动力学行为特性. 发现在适当的调制参数的作用下, 能够在同一系统中同时观察到漫游螺旋波与旅行螺旋波. 通过数值模拟研究分析, 给出了能产生漫游螺旋波与旅行螺旋波共存现象的潜在机理, 并详细讨论了在Barkley 模型中要产生这种共存现象的两个必要条件.
基于远场时间反演, 从信号处理角度对亚波长阵列的超分辨率聚焦特性进行了理论分析. 提出了一种新型的微结构刻蚀亚波长阵列, 通过时间反演聚焦实验表明, 该阵列具有远场超分辨聚焦特性, 各单元间信道相互独立. 将这种亚波长阵列应用在时间反演镜天线上, 通过实验验证了可以获得更好的超分辨率聚焦效果. 所提出的亚波长天线阵列对多天线超宽带无线通信具有潜在的应用价值.
基于远场时间反演, 从信号处理角度对亚波长阵列的超分辨率聚焦特性进行了理论分析. 提出了一种新型的微结构刻蚀亚波长阵列, 通过时间反演聚焦实验表明, 该阵列具有远场超分辨聚焦特性, 各单元间信道相互独立. 将这种亚波长阵列应用在时间反演镜天线上, 通过实验验证了可以获得更好的超分辨率聚焦效果. 所提出的亚波长天线阵列对多天线超宽带无线通信具有潜在的应用价值.
当注入功率较高时, 大间隙速调管输入腔的基频电流分布中, 除常规意义上的最佳群聚电流峰值(第一峰值电流)外, 出现了与第一峰值电流幅值相当的第二峰值电流. 结合群聚理论和粒子模拟结果, 研究和讨论了第二峰值电流产生的机理. 研究结果表明, 第二峰值电流的出现由高电压调制系数下出现的多重电子超越效应造成. 当二极管电压600 kV, 束流5 kA, 工作频率3.6 GHz 时, 利用多重超越效应可在保持最佳群聚距离基本不变的前提下, 把大间隙速调管的束流群聚深度由80%提高到92%, 群聚束流的基频功率也从2.2 GW提高到2.8 GW, 增幅约27%.
当注入功率较高时, 大间隙速调管输入腔的基频电流分布中, 除常规意义上的最佳群聚电流峰值(第一峰值电流)外, 出现了与第一峰值电流幅值相当的第二峰值电流. 结合群聚理论和粒子模拟结果, 研究和讨论了第二峰值电流产生的机理. 研究结果表明, 第二峰值电流的出现由高电压调制系数下出现的多重电子超越效应造成. 当二极管电压600 kV, 束流5 kA, 工作频率3.6 GHz 时, 利用多重超越效应可在保持最佳群聚距离基本不变的前提下, 把大间隙速调管的束流群聚深度由80%提高到92%, 群聚束流的基频功率也从2.2 GW提高到2.8 GW, 增幅约27%.
为了增加超导线圈中导线的占空比, 提高超导磁体正常运行时的机械稳定性, 通常在超导线圈绕制过程中施加一定的绕制张紧力. 绕制张紧力的大小会对超导磁体的失超特性和退化性能产生重要的影响, 因此有必要对绕制过程中的机械应力进行详细的分析. 本文仔细地分析了绕制过程中导线的受力情况, 进行了一些合理的假设和近似, 提出了研究超导线圈绕制应力的理论模型, 并根据轴对称结构的弹性力学方程式推导了计算超导线圈应力应变分布的理论公式. 基于该模型分别研究了单一绕组的超导线圈和双绕组的超导线圈的绕制应力, 分析了绕制张紧力和绕组的各向异性特性对径向应力和环向应力的影响. 在该理论模型分析结果的基础上可以进一步分析多物理场作用下的超导磁体的应力应变行为, 为高性能超导线圈的设计和建造提供理论指导.
为了增加超导线圈中导线的占空比, 提高超导磁体正常运行时的机械稳定性, 通常在超导线圈绕制过程中施加一定的绕制张紧力. 绕制张紧力的大小会对超导磁体的失超特性和退化性能产生重要的影响, 因此有必要对绕制过程中的机械应力进行详细的分析. 本文仔细地分析了绕制过程中导线的受力情况, 进行了一些合理的假设和近似, 提出了研究超导线圈绕制应力的理论模型, 并根据轴对称结构的弹性力学方程式推导了计算超导线圈应力应变分布的理论公式. 基于该模型分别研究了单一绕组的超导线圈和双绕组的超导线圈的绕制应力, 分析了绕制张紧力和绕组的各向异性特性对径向应力和环向应力的影响. 在该理论模型分析结果的基础上可以进一步分析多物理场作用下的超导磁体的应力应变行为, 为高性能超导线圈的设计和建造提供理论指导.
单轴应变Si材料电子电导有效质量是理解其电子迁移率增强的关键因素之一, 对其深入研究具有重要的理论意义和实用价值. 本文从Schrödinger方程出发, 将应力场考虑进来, 建立了单轴应变Si材料导带E-k解析模型. 并在此基础上, 最终建立了单轴应变Si(001)任意晶向电子电导率有效质量与应力强度和应力类型的关系模型. 本文的研究结果表明: 1) 单轴应力致电子迁移率增强的应力类型应选择张应力. 2) 单轴张应力情况下, 仅从电子电导有效质量角度考虑, [110]/(001)晶向与[100]/(001)晶向均可. 但考虑到态密度有效质量的因素, 应选择[110]/(001)晶向. 3) 沿(001)晶面上[110]晶向施加单轴张应力时, 若想进一步提高电子迁移率, 应选取[100]晶向为器件沟道方向. 以上结论可为应变Si nMOS器件性能增强的研究及导电沟道的应力与晶向设计提供重要理论依据.
单轴应变Si材料电子电导有效质量是理解其电子迁移率增强的关键因素之一, 对其深入研究具有重要的理论意义和实用价值. 本文从Schrödinger方程出发, 将应力场考虑进来, 建立了单轴应变Si材料导带E-k解析模型. 并在此基础上, 最终建立了单轴应变Si(001)任意晶向电子电导率有效质量与应力强度和应力类型的关系模型. 本文的研究结果表明: 1) 单轴应力致电子迁移率增强的应力类型应选择张应力. 2) 单轴张应力情况下, 仅从电子电导有效质量角度考虑, [110]/(001)晶向与[100]/(001)晶向均可. 但考虑到态密度有效质量的因素, 应选择[110]/(001)晶向. 3) 沿(001)晶面上[110]晶向施加单轴张应力时, 若想进一步提高电子迁移率, 应选取[100]晶向为器件沟道方向. 以上结论可为应变Si nMOS器件性能增强的研究及导电沟道的应力与晶向设计提供重要理论依据.
本文采用60 MeV Br离子、5 MeV质子和1 MeV电子等三种辐射源, 针对CC4013型互补金属氧化物半导体器件(complementary metal oxide semiconductor, CMOS)进行辐射损伤研究. 通过Geant4程序计算了该器件电离辐射吸收剂量与芯片厚度的关系, 经过计算, 在相同注量下, 60 MeV Br离子的电离吸收剂量最大, 1 MeV电子产生的电离吸收剂量最小. 应用Keithley4200-SCS半导体特性分析仪在原位条件下研究了CC4013器件电性能参数随辐射吸收剂量的变化关系. 测试结果表明, 相同电离辐射吸收剂量下, 1 MeV电子对CC4013器件的阈值电压参数影响最大, 5 MeV质子其次, 60 MeV Br离子的影响最弱.
本文采用60 MeV Br离子、5 MeV质子和1 MeV电子等三种辐射源, 针对CC4013型互补金属氧化物半导体器件(complementary metal oxide semiconductor, CMOS)进行辐射损伤研究. 通过Geant4程序计算了该器件电离辐射吸收剂量与芯片厚度的关系, 经过计算, 在相同注量下, 60 MeV Br离子的电离吸收剂量最大, 1 MeV电子产生的电离吸收剂量最小. 应用Keithley4200-SCS半导体特性分析仪在原位条件下研究了CC4013器件电性能参数随辐射吸收剂量的变化关系. 测试结果表明, 相同电离辐射吸收剂量下, 1 MeV电子对CC4013器件的阈值电压参数影响最大, 5 MeV质子其次, 60 MeV Br离子的影响最弱.
本文完整推导了无直流偏磁条件下, 磁致伸缩材料和压电材料黏接而得的磁电层状复合材料输出电压、电流、磁电系数表达式, 制备了多个样品并实现了电能无线传输系统. 对样品的测试结果验证了理论分析的正确性. 进一步试验结果表明: 磁电层状复合材料的输出具有倍频特性, 材料长度与谐振频率成反比, 谐振状态下样品可在20 Oe的磁场中输出接近100 V (有效值)开路电压, 样品最大传输功率为520 mW (此为该传输方式下公开报道的最大功率), 功率密度为1.21 W/cm3, 样品最大传输效率达35%, 30°以内的偏转角度对材料的输出无显著影响. 试验结果表明, 基于Metglas/PFC磁电层状复合材料是小体积、 小功率、 对传输效率不甚敏感的电能无线传输应用的一种非常有前景的实现方式.
本文完整推导了无直流偏磁条件下, 磁致伸缩材料和压电材料黏接而得的磁电层状复合材料输出电压、电流、磁电系数表达式, 制备了多个样品并实现了电能无线传输系统. 对样品的测试结果验证了理论分析的正确性. 进一步试验结果表明: 磁电层状复合材料的输出具有倍频特性, 材料长度与谐振频率成反比, 谐振状态下样品可在20 Oe的磁场中输出接近100 V (有效值)开路电压, 样品最大传输功率为520 mW (此为该传输方式下公开报道的最大功率), 功率密度为1.21 W/cm3, 样品最大传输效率达35%, 30°以内的偏转角度对材料的输出无显著影响. 试验结果表明, 基于Metglas/PFC磁电层状复合材料是小体积、 小功率、 对传输效率不甚敏感的电能无线传输应用的一种非常有前景的实现方式.
以四变量的Hodgkin-Huxley神经元模型构建规则网络来研究分布式电流刺激诱导靶波问题. 在一个二维规则网络的局部方形区域输入恒定刺激电流I1, 其余区域结点上的神经元输入刺激电流I2 来刻画分布式电流. 分别研究了耦合强度、刺激电流I1作用区域(受控神经元个数)、 分布式电流梯度(I=I1-I2)对靶波形成的影响. 研究发现: 刺激的区域越小, 需要的电流梯度(I)越大; 耦合强度越大, 诱导靶波所需要的电流梯度(I)也越大. 最后讨论了分布式电流作用和靶波的形成机理. 进一步研究发现, 诱导的靶波对通道噪声有较强的抗干扰性.
以四变量的Hodgkin-Huxley神经元模型构建规则网络来研究分布式电流刺激诱导靶波问题. 在一个二维规则网络的局部方形区域输入恒定刺激电流I1, 其余区域结点上的神经元输入刺激电流I2 来刻画分布式电流. 分别研究了耦合强度、刺激电流I1作用区域(受控神经元个数)、 分布式电流梯度(I=I1-I2)对靶波形成的影响. 研究发现: 刺激的区域越小, 需要的电流梯度(I)越大; 耦合强度越大, 诱导靶波所需要的电流梯度(I)也越大. 最后讨论了分布式电流作用和靶波的形成机理. 进一步研究发现, 诱导的靶波对通道噪声有较强的抗干扰性.
光热效应是激光与生物组织相互作用中的一个主要因素, 但其产生、传输和作用机理尚不十分清晰. 本文采用双波长近红外激光辐照和膜片钳技术相结合的方法, 选择980 nm和845 nm两个波长的近红外激光, 因其在水中的吸收系数分别为0.502 cm-1和0.0378 cm-1, 接近十倍差异. 若溶液是产生光热响应的主要介导物质, 则期望这两个波长的激光辐照所产生的溶液温升也将呈现相应的十倍比例关系. 研究中把溶液光热响应过程分为温升的建立和耗散两个阶段. 在温升建立阶段,理论模型的建立采用长时程 (激光作用时程长于介质的热弛豫时间)作用理论的研究结果, 实验是使用膜片钳系统来测量细胞外溶液中, 已进行温度标定的、充灌溶液的玻璃微电极电导变化, 根据这个电导变化来定量研究溶液光热响应与其吸收特性的关联性; 在耗散阶段, 使用膜片钳系统监测神经细胞的电生理功能变化. 理论和实验两方面的结果都表明, 溶液对低强度近红外激光的吸收特性决定了其光热响应. 这一结果, 可以直接用于生物组织光热响应特性相关的机理研究.
光热效应是激光与生物组织相互作用中的一个主要因素, 但其产生、传输和作用机理尚不十分清晰. 本文采用双波长近红外激光辐照和膜片钳技术相结合的方法, 选择980 nm和845 nm两个波长的近红外激光, 因其在水中的吸收系数分别为0.502 cm-1和0.0378 cm-1, 接近十倍差异. 若溶液是产生光热响应的主要介导物质, 则期望这两个波长的激光辐照所产生的溶液温升也将呈现相应的十倍比例关系. 研究中把溶液光热响应过程分为温升的建立和耗散两个阶段. 在温升建立阶段,理论模型的建立采用长时程 (激光作用时程长于介质的热弛豫时间)作用理论的研究结果, 实验是使用膜片钳系统来测量细胞外溶液中, 已进行温度标定的、充灌溶液的玻璃微电极电导变化, 根据这个电导变化来定量研究溶液光热响应与其吸收特性的关联性; 在耗散阶段, 使用膜片钳系统监测神经细胞的电生理功能变化. 理论和实验两方面的结果都表明, 溶液对低强度近红外激光的吸收特性决定了其光热响应. 这一结果, 可以直接用于生物组织光热响应特性相关的机理研究.
采用重掺杂的p型微晶硅来改善前电极掺硼氧化锌 (ZnO:B) 和窗口层p型非晶硅碳 (p-a-SiC) 之间的非欧姆接触特性. 通过优化插入层p型微晶硅的沉积参数 (氢稀释比H2/SiH4、硼掺杂比B2H6/SiH4) 获得了较薄厚度下 (20 nm) 暗电导率高达4.2 S/cm的p型微晶硅材料. 在本征层厚度约为150 nm, 仅采用Al背反射电极的情况下,获得了效率6.37%的非晶硅顶电池(Voc=911 mV, FF=71.7%, Jsc=9.73 mA/cm2), 开路电压Voc和填充因子FF均较无插入层的电池有大幅提升.
采用重掺杂的p型微晶硅来改善前电极掺硼氧化锌 (ZnO:B) 和窗口层p型非晶硅碳 (p-a-SiC) 之间的非欧姆接触特性. 通过优化插入层p型微晶硅的沉积参数 (氢稀释比H2/SiH4、硼掺杂比B2H6/SiH4) 获得了较薄厚度下 (20 nm) 暗电导率高达4.2 S/cm的p型微晶硅材料. 在本征层厚度约为150 nm, 仅采用Al背反射电极的情况下,获得了效率6.37%的非晶硅顶电池(Voc=911 mV, FF=71.7%, Jsc=9.73 mA/cm2), 开路电压Voc和填充因子FF均较无插入层的电池有大幅提升.
现有研究表明明显的社团结构会显著降低网络的传输性能. 本文基于网络邻接矩阵的特征谱定义了链路对网络社团特性的贡献度, 提出一种通过逻辑关闭或删除对网络社团特性贡献度大的链路以提高网络传输性能的拓扑管理策略, 即社团弱化控制策略(CWCS 策略). 在具有社团结构的无标度网络上分别进行了基于全局最短路径路由和局部路由的仿真实验, 并与关闭连接度大的节点之间链路的HDF 策略进行了比较. 仿真实验结果显示, 在全局最短路径路由策略下, CWCS策略能更有效地提高网络负载容量, 并且网络的平均传输时间增加的幅度变小. 在局部路由策略下, 当调控参数02, 对网络负载容量的提升优于HDF策略.
现有研究表明明显的社团结构会显著降低网络的传输性能. 本文基于网络邻接矩阵的特征谱定义了链路对网络社团特性的贡献度, 提出一种通过逻辑关闭或删除对网络社团特性贡献度大的链路以提高网络传输性能的拓扑管理策略, 即社团弱化控制策略(CWCS 策略). 在具有社团结构的无标度网络上分别进行了基于全局最短路径路由和局部路由的仿真实验, 并与关闭连接度大的节点之间链路的HDF 策略进行了比较. 仿真实验结果显示, 在全局最短路径路由策略下, CWCS策略能更有效地提高网络负载容量, 并且网络的平均传输时间增加的幅度变小. 在局部路由策略下, 当调控参数02, 对网络负载容量的提升优于HDF策略.
利用2009年夏季青海地区的快电场变化测量仪的野外观测资料, 对120例地闪和77例云闪辐射场信号的分形特征进行了深入研究, 结果表明地闪辐射场信号的分形维数与云闪辐射场信号的分形维数有明显的差别, 再利用闪电的分形维特征, 构造了5个特征值, 将其作为支持向量机的输入进行地闪和云闪不同放电类型的识别, 有效识别率达到95%以上; 通过构造地闪辐射场时间序列信号的分形维数轨迹图表明分形维数最低点对应于原时间序列的回击位置, 利用分形维数轨迹中的最低点的位置能够快速准确地对地闪辐射场信号的回击点进行检测, 检测率可达到100%. 分形维是闪电的一种具有鉴别性的特征, 可用于闪电的智能分析与自动化处理.
利用2009年夏季青海地区的快电场变化测量仪的野外观测资料, 对120例地闪和77例云闪辐射场信号的分形特征进行了深入研究, 结果表明地闪辐射场信号的分形维数与云闪辐射场信号的分形维数有明显的差别, 再利用闪电的分形维特征, 构造了5个特征值, 将其作为支持向量机的输入进行地闪和云闪不同放电类型的识别, 有效识别率达到95%以上; 通过构造地闪辐射场时间序列信号的分形维数轨迹图表明分形维数最低点对应于原时间序列的回击位置, 利用分形维数轨迹中的最低点的位置能够快速准确地对地闪辐射场信号的回击点进行检测, 检测率可达到100%. 分形维是闪电的一种具有鉴别性的特征, 可用于闪电的智能分析与自动化处理.
近年来, 临界慢化现象在揭示复杂动力系统是否趋向于临界性突变方面展示了重要潜力. 在此基于临界慢化的理念, 对含有不同噪声的中国一级气象地理区划的11大区域的气温观测资料进行处理, 研究气候突变的前兆信号. 首先利用Mann-Kendall (M-K)方法准确的找出各个区域的突变位置, 然后计算了表征临界慢化现象的自相关系数以此寻找气候突变前兆信号, 并研究了不同噪声对气候突变前兆信号的影响. 结果表明, 针对不同的信噪比、不同区域的气温资料在气候突变发生前5–10年均出现了自 相关系数增大的临界慢化现象, 临界慢化现象可能是气候突变发生前的一个前兆信号; 噪声对气候突变前兆信号的检测结果影响较小, 论证了临界慢化现象检测突变前兆信号的可靠性, 为该方法在实际观测资料中的应用提供了实验基础.
近年来, 临界慢化现象在揭示复杂动力系统是否趋向于临界性突变方面展示了重要潜力. 在此基于临界慢化的理念, 对含有不同噪声的中国一级气象地理区划的11大区域的气温观测资料进行处理, 研究气候突变的前兆信号. 首先利用Mann-Kendall (M-K)方法准确的找出各个区域的突变位置, 然后计算了表征临界慢化现象的自相关系数以此寻找气候突变前兆信号, 并研究了不同噪声对气候突变前兆信号的影响. 结果表明, 针对不同的信噪比、不同区域的气温资料在气候突变发生前5–10年均出现了自 相关系数增大的临界慢化现象, 临界慢化现象可能是气候突变发生前的一个前兆信号; 噪声对气候突变前兆信号的检测结果影响较小, 论证了临界慢化现象检测突变前兆信号的可靠性, 为该方法在实际观测资料中的应用提供了实验基础.
高能带电粒子与航天器介质材料相互作用引起的深层带电现象, 一直是威胁航天器安全运行的重要因素之一. 考虑入射电子在介质中的电荷沉积、能量沉积分布以及介质中的非线性暗电导和辐射诱导电导, 建立了介质深层充电的单极性电荷输运物理模型. 通过求解电荷连续性方程和泊松方程, 可以得出不同能量 (0.1–0.5 MeV) 电子辐射下, 低密度聚乙烯 (厚度为1 mm) 介质中的电荷输运特性. 计算结果表明, 不同能量的电子辐射下, 介质充电达到平衡时, 最大电场随入射能量的增加而减小; 同一能量辐射下, 最大电场随束流密度的增大而增加. 入射电子能量较低时 (≤ 0.3 MeV) , 最大电场随束流密度的变化趋势基本相同. 具体表现为: 当束流密度大于3× 10-9 A/m2时, 最大场强超过击穿阈值2×107 V/m, 发生静电放电 (ESD) 的可能性较大. 随着入射电子能量的增加, 发生静电放电 (ESD) 的临界束流密度增大, 在能量为0.4 MeV时, 临界束流密度为6×10-8 A/m2. 当能量大于等于0.5 MeV时, 在束流密度为10-9–10-6 A/m2的范围内, 均不会发生静电放电 (ESD) . 该物理模型对于深入研究深层充放电效应、评估航天器在空间环境下 深层带电程度及防护设计具有重要的意义.
高能带电粒子与航天器介质材料相互作用引起的深层带电现象, 一直是威胁航天器安全运行的重要因素之一. 考虑入射电子在介质中的电荷沉积、能量沉积分布以及介质中的非线性暗电导和辐射诱导电导, 建立了介质深层充电的单极性电荷输运物理模型. 通过求解电荷连续性方程和泊松方程, 可以得出不同能量 (0.1–0.5 MeV) 电子辐射下, 低密度聚乙烯 (厚度为1 mm) 介质中的电荷输运特性. 计算结果表明, 不同能量的电子辐射下, 介质充电达到平衡时, 最大电场随入射能量的增加而减小; 同一能量辐射下, 最大电场随束流密度的增大而增加. 入射电子能量较低时 (≤ 0.3 MeV) , 最大电场随束流密度的变化趋势基本相同. 具体表现为: 当束流密度大于3× 10-9 A/m2时, 最大场强超过击穿阈值2×107 V/m, 发生静电放电 (ESD) 的可能性较大. 随着入射电子能量的增加, 发生静电放电 (ESD) 的临界束流密度增大, 在能量为0.4 MeV时, 临界束流密度为6×10-8 A/m2. 当能量大于等于0.5 MeV时, 在束流密度为10-9–10-6 A/m2的范围内, 均不会发生静电放电 (ESD) . 该物理模型对于深入研究深层充放电效应、评估航天器在空间环境下 深层带电程度及防护设计具有重要的意义.
辐射压是影响大质量恒星结构和演化不可忽视的重要物理因素. 根据辐射压对非同步转动的洛希势函数的影响, 数值计算了洛希瓣的大小和3个拉格朗日点的位置和相应的势函数, 并与同步转动的洛希模型计算的结果做了对比. 结果发现: 辐射压可以整体地减小大质量恒星表面的重力加速度, 而转动离心力能最大减少赤道附近的重力加速度. 辐射压和非同步转动均可以明显地改变洛希瓣的大小和3个拉格朗日点的位置和势函数, 影响双星系统物质交换的时间. 因此, 研究辐射压, 非同步转动等物理因素对大质量双星系统洛希势函数的影响, 对密近双星的演化具有重要意义.
辐射压是影响大质量恒星结构和演化不可忽视的重要物理因素. 根据辐射压对非同步转动的洛希势函数的影响, 数值计算了洛希瓣的大小和3个拉格朗日点的位置和相应的势函数, 并与同步转动的洛希模型计算的结果做了对比. 结果发现: 辐射压可以整体地减小大质量恒星表面的重力加速度, 而转动离心力能最大减少赤道附近的重力加速度. 辐射压和非同步转动均可以明显地改变洛希瓣的大小和3个拉格朗日点的位置和势函数, 影响双星系统物质交换的时间. 因此, 研究辐射压, 非同步转动等物理因素对大质量双星系统洛希势函数的影响, 对密近双星的演化具有重要意义.