鉴于无线传感网中有限的通信带宽和计算资源, 传感器节点传送压缩后的数据对于系统节能具有十分重要的意义. 本文提出一种利用反正切函数构建的非线性坐标压缩策略来降低系统的数据传输量. 得益于反正切函数的非线性特点, 在质心附近压缩率低, 离质心越远, 压缩率越高. 仿真结果显示, 所提算法特别适应于在质心附近具有高频分量的信号类型. 所提算法具有以下几个特点: 1)采样间隔是非均匀的; 2)可以在采样前实现压缩, 类似于压缩感知; 3)计算复杂度低, 算法简单易实现, 在实际应用中更具有优势.
鉴于无线传感网中有限的通信带宽和计算资源, 传感器节点传送压缩后的数据对于系统节能具有十分重要的意义. 本文提出一种利用反正切函数构建的非线性坐标压缩策略来降低系统的数据传输量. 得益于反正切函数的非线性特点, 在质心附近压缩率低, 离质心越远, 压缩率越高. 仿真结果显示, 所提算法特别适应于在质心附近具有高频分量的信号类型. 所提算法具有以下几个特点: 1)采样间隔是非均匀的; 2)可以在采样前实现压缩, 类似于压缩感知; 3)计算复杂度低, 算法简单易实现, 在实际应用中更具有优势.
为了构造非线性发展方程的无穷序列复合型类孤子新解, 进一步研究了G'(ξ)/G(ξ) 展开法. 首先, 给出一种函数变换, 把常系数二阶齐次线性常微分方程的求解问题转化为一元二次方程和Riccati方程的求解问题. 然后, 利用Riccati方程解的非线性叠加公式, 获得了常系数二阶齐次线性常微分方程的无穷序列复合型新解. 在此基础上, 借助符号计算系统Mathematica, 构造了改进的(2+1)维色散水波系统和(2+1)维色散长波方程的无穷序列复合型类孤子新精确解.
为了构造非线性发展方程的无穷序列复合型类孤子新解, 进一步研究了G'(ξ)/G(ξ) 展开法. 首先, 给出一种函数变换, 把常系数二阶齐次线性常微分方程的求解问题转化为一元二次方程和Riccati方程的求解问题. 然后, 利用Riccati方程解的非线性叠加公式, 获得了常系数二阶齐次线性常微分方程的无穷序列复合型新解. 在此基础上, 借助符号计算系统Mathematica, 构造了改进的(2+1)维色散水波系统和(2+1)维色散长波方程的无穷序列复合型类孤子新精确解.
理论上考察了具有耗散的非线性LC电路中的行波. 借助于作者最近发展的精确求解非线性偏微分方程的扩展的双曲函数方法解析地研究了模拟非线性电路中冲击波的四阶耗散非线性波动方程. 一致地获得了丰富的显式精确解析行波解, 包括精确冲击波解和奇异的行波解, 和三角函数有理形式的周期波解.
理论上考察了具有耗散的非线性LC电路中的行波. 借助于作者最近发展的精确求解非线性偏微分方程的扩展的双曲函数方法解析地研究了模拟非线性电路中冲击波的四阶耗散非线性波动方程. 一致地获得了丰富的显式精确解析行波解, 包括精确冲击波解和奇异的行波解, 和三角函数有理形式的周期波解.
针对不规则端口模式加载的需求, 改进了全矢量有限差分法, 推导了边界条件, 建立了模式求解器, 解决了不规则端口任意模式加载的难题. 该求解器对计算资源要求较低, 可以求解任意形状的波导模式. 计算了不同形状波导的模式特性, 得到了与解析解和商用软件结果相一致的计算结果.
针对不规则端口模式加载的需求, 改进了全矢量有限差分法, 推导了边界条件, 建立了模式求解器, 解决了不规则端口任意模式加载的难题. 该求解器对计算资源要求较低, 可以求解任意形状的波导模式. 计算了不同形状波导的模式特性, 得到了与解析解和商用软件结果相一致的计算结果.
如何提高实际量子密钥分发系统的安全码率和最远传输距离是量子密码学领域重要的研究课题. 本文采用量子无噪线性光放大器放大量子信号, 以改进连续变量量子密钥分发系统实际性能. 经仔细研究, 本文发现增益系数为g的线性无噪放大器可将连续变量量子密钥分发系统的最远安全传输距离提高20 log10(g)/a km (a=0.2 dB/km为光纤信道的损耗系数), 并改善系统的安全码率和噪声抗性.
如何提高实际量子密钥分发系统的安全码率和最远传输距离是量子密码学领域重要的研究课题. 本文采用量子无噪线性光放大器放大量子信号, 以改进连续变量量子密钥分发系统实际性能. 经仔细研究, 本文发现增益系数为g的线性无噪放大器可将连续变量量子密钥分发系统的最远安全传输距离提高20 log10(g)/a km (a=0.2 dB/km为光纤信道的损耗系数), 并改善系统的安全码率和噪声抗性.
利用变分法和数值计算方法研究了二维线性和非线性光晶格中二维玻色-爱因斯坦凝聚体系中物质波孤立子的存在及其稳定性. 利用定态变分原理及Vakhitov-Kolokolov判据总结了线性和非线性结合光晶格中几种参数组合下定态定域解的稳定性. 结果表明, 当存在二维非线性光晶格时, 在吸引和排斥相互作用的原子体系中均可以存在稳定的物质波孤立子. 另外, 利用含时变分法研究了线性和非线性光晶格中物质波孤立子随时间的传播特性, 使波包参数对时间的一阶导数等于零, 可以给出稳定状态对应的参数, 结论和定态变分法给出的结果一致. 最后用数值计算方法研究变分结果的正确性, 把变分结果作为初始条件代入Gross-Pitaevskii方程研究其随时间传播特征, 得到了稳定的传播过程, 所得到的结果和变分分析结果一致.
利用变分法和数值计算方法研究了二维线性和非线性光晶格中二维玻色-爱因斯坦凝聚体系中物质波孤立子的存在及其稳定性. 利用定态变分原理及Vakhitov-Kolokolov判据总结了线性和非线性结合光晶格中几种参数组合下定态定域解的稳定性. 结果表明, 当存在二维非线性光晶格时, 在吸引和排斥相互作用的原子体系中均可以存在稳定的物质波孤立子. 另外, 利用含时变分法研究了线性和非线性光晶格中物质波孤立子随时间的传播特性, 使波包参数对时间的一阶导数等于零, 可以给出稳定状态对应的参数, 结论和定态变分法给出的结果一致. 最后用数值计算方法研究变分结果的正确性, 把变分结果作为初始条件代入Gross-Pitaevskii方程研究其随时间传播特征, 得到了稳定的传播过程, 所得到的结果和变分分析结果一致.
研究了加性噪声和乘性噪声共同驱动的双稳态系统中的随机共振和相干共振现象. 针对加性噪声和乘性噪声之间不存在关联性和存在关联性两种情形, 引入一种适当的能同时表征随机共振和相干共振的指标, 应用一阶欧拉方法, 通过数值模拟对系统的随机共振和相干共振现象进行研究. 结果表明在弱噪声驱动下, 随着加性噪声强度的增加, 当系统出现相干共振时, 如果给系统外加一个弱周期驱动力, 几乎在同一时刻, 系统也出现了随机共振现象; 但随着乘性噪声强度的增加, 仅当加性噪声和乘性噪声之间相关时, 此结论成立. 并且系统参数对相干共振和随机共振的影响是一致的.
研究了加性噪声和乘性噪声共同驱动的双稳态系统中的随机共振和相干共振现象. 针对加性噪声和乘性噪声之间不存在关联性和存在关联性两种情形, 引入一种适当的能同时表征随机共振和相干共振的指标, 应用一阶欧拉方法, 通过数值模拟对系统的随机共振和相干共振现象进行研究. 结果表明在弱噪声驱动下, 随着加性噪声强度的增加, 当系统出现相干共振时, 如果给系统外加一个弱周期驱动力, 几乎在同一时刻, 系统也出现了随机共振现象; 但随着乘性噪声强度的增加, 仅当加性噪声和乘性噪声之间相关时, 此结论成立. 并且系统参数对相干共振和随机共振的影响是一致的.
本文研究了处于外力作用下双阱棘轮势中两个反馈耦合布朗粒子的定向输运性能. 通过对过阻尼朗之万方程的数值求解, 详细讨论了外力、热噪声与势阱的不对称参数等对耦合布朗粒子的平均速度、 有效扩散系数及Pe数的影响. 研究发现, 平均速度随外力呈周期性的变化规律. 同时耦合系统存在最优噪声强度会使定向输运达到最强. 值得指出的是棘轮系统可通过改变双阱势的结构来获得较强的定向流.
本文研究了处于外力作用下双阱棘轮势中两个反馈耦合布朗粒子的定向输运性能. 通过对过阻尼朗之万方程的数值求解, 详细讨论了外力、热噪声与势阱的不对称参数等对耦合布朗粒子的平均速度、 有效扩散系数及Pe数的影响. 研究发现, 平均速度随外力呈周期性的变化规律. 同时耦合系统存在最优噪声强度会使定向输运达到最强. 值得指出的是棘轮系统可通过改变双阱势的结构来获得较强的定向流.
研究了级联双稳Duffing系统的随机共振特性, 证明级联双稳Duffing系统变尺度系数、阻尼比和级数等参数的适当调节, 不仅可实现大参数信号的级联随机共振, 而且可优化单级双稳Duffing系统的随机共振特征, 即参数调节的级联双稳Duffing系统能实现比单级双稳Duffing系统更好的随机共振输出. 此外, 级联双稳Duffing系统对方波信号具有良好的滤波整形作用, 可用于实现含噪方波信号的波形恢复.
研究了级联双稳Duffing系统的随机共振特性, 证明级联双稳Duffing系统变尺度系数、阻尼比和级数等参数的适当调节, 不仅可实现大参数信号的级联随机共振, 而且可优化单级双稳Duffing系统的随机共振特征, 即参数调节的级联双稳Duffing系统能实现比单级双稳Duffing系统更好的随机共振输出. 此外, 级联双稳Duffing系统对方波信号具有良好的滤波整形作用, 可用于实现含噪方波信号的波形恢复.
为了能够快速有效地求解电大复杂腔体(微波混沌腔)的电磁耦合问题, 文中采用统计电磁学方法研究了该类腔体电磁散射的统计特征. 首先, 根据天线辐射理论, 利用电磁场的本征模展开式建立了腔体耦合输入阻抗表达式. 其次, 利用波动混沌理论和概率统计方法进一步推导出了微波混沌腔的随机耦合模型. 该方法简单并且可以直接推导出三维模型. 最后, 构建了一个三维Sinai微波混沌腔并进行数值仿真实验, 其仿真实验结果与随机耦合模型计算结果的统计特征基本一致. 重要的是, 该模型与复杂腔体的细节特征无关, 能够快速有效地预测微波混沌腔的敏感耦合问题.
为了能够快速有效地求解电大复杂腔体(微波混沌腔)的电磁耦合问题, 文中采用统计电磁学方法研究了该类腔体电磁散射的统计特征. 首先, 根据天线辐射理论, 利用电磁场的本征模展开式建立了腔体耦合输入阻抗表达式. 其次, 利用波动混沌理论和概率统计方法进一步推导出了微波混沌腔的随机耦合模型. 该方法简单并且可以直接推导出三维模型. 最后, 构建了一个三维Sinai微波混沌腔并进行数值仿真实验, 其仿真实验结果与随机耦合模型计算结果的统计特征基本一致. 重要的是, 该模型与复杂腔体的细节特征无关, 能够快速有效地预测微波混沌腔的敏感耦合问题.
基于2000–2010年NECR/NECP的500 hPa位势场资料, 用EOF时空分解方法和动力模型重构思想, 通过遗传算法的全局优化搜索和并行计算途径, 开展了500 hPa位势场动力预报模型反演, 建立了刻画副高活动的非线性动力预报模型, 实现了副高活动的中长期预报. 模型预报试验表明, 该模型对副高的中长期活动, 尤其是异常活动能够较好地描述和预报, 进而为副高等复杂天气系统的预报探索了新的方法思路.
基于2000–2010年NECR/NECP的500 hPa位势场资料, 用EOF时空分解方法和动力模型重构思想, 通过遗传算法的全局优化搜索和并行计算途径, 开展了500 hPa位势场动力预报模型反演, 建立了刻画副高活动的非线性动力预报模型, 实现了副高活动的中长期预报. 模型预报试验表明, 该模型对副高的中长期活动, 尤其是异常活动能够较好地描述和预报, 进而为副高等复杂天气系统的预报探索了新的方法思路.
本文对簇间连接方式不同的三类簇网络的同步能力和同步过程进行研究. 构成簇网络的两个子网均为BA无标度网络, 当簇间连接方式是双向耦合时, 称其为TWD网络模型, 当簇间连接是大子网驱动小子网时, 称其为BDS网络模型, 当簇间连接是小子网驱动大子网时, 称其为SDB网络模型. 研究表明, 当小子网和大子网节点数目的比值大于某一临界值时, TWD网络模型的同步能力大于BDS网络模型的同步能力, 当该比值小于某一临界值时, TWD网络模型的同步能力小于BDS网络模型的同步能力, SDB网络模型的同步能力是三种网络结构中最差的. 对于簇间连接具有方向性的单向驱动网络, 簇网络的整体同步能力与被驱动子网的节点数和簇间连接数有关, 与驱动网络自身节点数无关. 增加簇间连接数在开始时会降低各子网的同步速度, 但最终各子网到达完全同步的时间减少, 网络的整体同步能力增强. 文中以Kuramoto相振子作为网络节点, 研究了不同情况下三种簇网络的同步过程, 证明了所得结论的正确性.
本文对簇间连接方式不同的三类簇网络的同步能力和同步过程进行研究. 构成簇网络的两个子网均为BA无标度网络, 当簇间连接方式是双向耦合时, 称其为TWD网络模型, 当簇间连接是大子网驱动小子网时, 称其为BDS网络模型, 当簇间连接是小子网驱动大子网时, 称其为SDB网络模型. 研究表明, 当小子网和大子网节点数目的比值大于某一临界值时, TWD网络模型的同步能力大于BDS网络模型的同步能力, 当该比值小于某一临界值时, TWD网络模型的同步能力小于BDS网络模型的同步能力, SDB网络模型的同步能力是三种网络结构中最差的. 对于簇间连接具有方向性的单向驱动网络, 簇网络的整体同步能力与被驱动子网的节点数和簇间连接数有关, 与驱动网络自身节点数无关. 增加簇间连接数在开始时会降低各子网的同步速度, 但最终各子网到达完全同步的时间减少, 网络的整体同步能力增强. 文中以Kuramoto相振子作为网络节点, 研究了不同情况下三种簇网络的同步过程, 证明了所得结论的正确性.
本文提出了一种双光梳多外差大尺寸高精度绝对测距的新方法, 结合基于双光梳互相关的多外差距离测量和基于重复频率的梳间拍频距离测量, 在不需要依靠脉冲飞行时间先验判断以及扫描重复频率或扫描参考光路的前提下实现km量程高精度绝对测距. 文章在光梳基本原理和测距方案的基础上, 建立了基于双光梳的大尺寸距离测量链理论模型, 讨论了多外差最低谱线和光梳重复频率稳定度对测量结果的影响, 并进行了大量仿真计算; 仿真结果表明, 在理想相位解调精度的前提下, 该方法的测距误差优于± 50 pm, 且多外差最低谱线的频率偏差对测距造成的影响远低于多外差测量的测距分辨力, 验证了该方法能够用于开展大尺寸高精度绝对测距研究.
本文提出了一种双光梳多外差大尺寸高精度绝对测距的新方法, 结合基于双光梳互相关的多外差距离测量和基于重复频率的梳间拍频距离测量, 在不需要依靠脉冲飞行时间先验判断以及扫描重复频率或扫描参考光路的前提下实现km量程高精度绝对测距. 文章在光梳基本原理和测距方案的基础上, 建立了基于双光梳的大尺寸距离测量链理论模型, 讨论了多外差最低谱线和光梳重复频率稳定度对测量结果的影响, 并进行了大量仿真计算; 仿真结果表明, 在理想相位解调精度的前提下, 该方法的测距误差优于± 50 pm, 且多外差最低谱线的频率偏差对测距造成的影响远低于多外差测量的测距分辨力, 验证了该方法能够用于开展大尺寸高精度绝对测距研究.
实验中设计了一种基于微型非共振腔的石英增强光声光谱痕量气体传感器, 用来检测非纯氦气中的痕量氨气浓度. 该传感器采用的微型非共振腔只在空间上限制声波扩散以达到增强信号目的, 而不是像传统微型共振腔一样依靠共振效应. 如此的设计使探测小分子无机气体的光谱测声器尺寸远远小于共振腔的配置而有利于准直. 不同气压下的信号和噪声也被研究, 用来优化传感器性能. 在这种配置下和27.7 kPa的最优气压下, 获得的最佳氨气探测灵敏度为463 ppb (1 , 1 s积分时间), 相应的归一化噪声等效吸收系数为4.310-9cm-1W/Hz.
实验中设计了一种基于微型非共振腔的石英增强光声光谱痕量气体传感器, 用来检测非纯氦气中的痕量氨气浓度. 该传感器采用的微型非共振腔只在空间上限制声波扩散以达到增强信号目的, 而不是像传统微型共振腔一样依靠共振效应. 如此的设计使探测小分子无机气体的光谱测声器尺寸远远小于共振腔的配置而有利于准直. 不同气压下的信号和噪声也被研究, 用来优化传感器性能. 在这种配置下和27.7 kPa的最优气压下, 获得的最佳氨气探测灵敏度为463 ppb (1 , 1 s积分时间), 相应的归一化噪声等效吸收系数为4.310-9cm-1W/Hz.
利用飞秒光频梳、外腔可调谐半导体激光器和法布里-珀罗干涉仪建立了一套压电陶瓷亚纳米级闭环位移控制系统. 将可调谐半导体激光器锁定至光频梳, 通过精确调谐光频梳的重复频率, 实现了半导体激光器在其工作频率范围内的精密调谐. 利用Pound-Drever-Hall锁定技术将带有压电陶瓷的法布里-珀罗腔锁定至半导体激光器, 进而通过频率发生系统控制压电陶瓷产生亚纳米级分辨率的位移. 实验研究发现锁定至光频梳后可调谐半导体激光器1 s的Allan标准偏差为1.68×10-12, 将其在30.9496 GHz范围内进行连续闭环调谐, 可获得压电陶瓷的位移行程约为4.8 μm; 以3.75 Hz的步长扫描光频梳的重复频率, 实现了压电陶瓷的450 pm闭环位移分辨率并测定了压电陶瓷的磁滞特性曲线. 该系统不存在非线性测量误差, 且激光频率及压电陶瓷位移均溯源至铷钟频率源.
利用飞秒光频梳、外腔可调谐半导体激光器和法布里-珀罗干涉仪建立了一套压电陶瓷亚纳米级闭环位移控制系统. 将可调谐半导体激光器锁定至光频梳, 通过精确调谐光频梳的重复频率, 实现了半导体激光器在其工作频率范围内的精密调谐. 利用Pound-Drever-Hall锁定技术将带有压电陶瓷的法布里-珀罗腔锁定至半导体激光器, 进而通过频率发生系统控制压电陶瓷产生亚纳米级分辨率的位移. 实验研究发现锁定至光频梳后可调谐半导体激光器1 s的Allan标准偏差为1.68×10-12, 将其在30.9496 GHz范围内进行连续闭环调谐, 可获得压电陶瓷的位移行程约为4.8 μm; 以3.75 Hz的步长扫描光频梳的重复频率, 实现了压电陶瓷的450 pm闭环位移分辨率并测定了压电陶瓷的磁滞特性曲线. 该系统不存在非线性测量误差, 且激光频率及压电陶瓷位移均溯源至铷钟频率源.
本文中设计了一种利用软X射线双频光栅作为剪切干涉元件的剪切系统, 使剪切干涉法在软X射线波段得到了应用. 介绍了软X射线双频光栅的结构及衍射特性, 在同步辐射光束线对双频光栅的效率分布进行了测试实验, 两个剪切级次的效率比值高于75%, 干扰级次效率低于5%. 利用软X射线双频光栅为剪切干涉光学元件, 对待测靶进行了静态检测, 得到了对比度高, 稳定的干涉条纹, 验证了该方法在软X射线等离子体密度诊断中的可行性.
本文中设计了一种利用软X射线双频光栅作为剪切干涉元件的剪切系统, 使剪切干涉法在软X射线波段得到了应用. 介绍了软X射线双频光栅的结构及衍射特性, 在同步辐射光束线对双频光栅的效率分布进行了测试实验, 两个剪切级次的效率比值高于75%, 干扰级次效率低于5%. 利用软X射线双频光栅为剪切干涉光学元件, 对待测靶进行了静态检测, 得到了对比度高, 稳定的干涉条纹, 验证了该方法在软X射线等离子体密度诊断中的可行性.
基于壳模型与Random Phase Approximation理论, 利用Shell-Model Monte Carlo方法, 研究了超新星爆发环境核素56,57,59,60Co的电子俘获与电子丰度变化率. 我们的结果与利用Aufderheide方法计算的结果进行了误差对比. 结果表明: 电子俘获率受温度和密度的影响大大增加, 甚至增加达6个数量级以上(如在ρ7=0.43, Ye=0.48核素57,59,60Co). 另一方面, 随着温度和密度的增大, 电子丰度变化率大大降低, 甚至减小达5个数量级以上(如在ρ7=5.86, Ye=0.47核素59Co). 通过对误差因子的分析表明, 在低温低密度环境二种结果误差较大; 而在高温高密度环境, 二种结果误差相对较小.
基于壳模型与Random Phase Approximation理论, 利用Shell-Model Monte Carlo方法, 研究了超新星爆发环境核素56,57,59,60Co的电子俘获与电子丰度变化率. 我们的结果与利用Aufderheide方法计算的结果进行了误差对比. 结果表明: 电子俘获率受温度和密度的影响大大增加, 甚至增加达6个数量级以上(如在ρ7=0.43, Ye=0.48核素57,59,60Co). 另一方面, 随着温度和密度的增大, 电子丰度变化率大大降低, 甚至减小达5个数量级以上(如在ρ7=5.86, Ye=0.47核素59Co). 通过对误差因子的分析表明, 在低温低密度环境二种结果误差较大; 而在高温高密度环境, 二种结果误差相对较小.
超短超强激光与等离子体相互作用可以产生高能的超热电子, 利用光核反应的方法可以对这部分超热电子的温度进行诊断. 本文通过粒子输运程序(MCNP), 模拟了超热电子通过轫致辐射产生γ 光子, γ 光子再分别与63Cu, 107Ag, 12C等活化材料发生光核反应的物理模型, 并根据核素的活化截面数据, 计算了不同活化片的放射性活度, 得到了11C/62Cu, 11C/106Ag活度比与电子温度关系曲线, 采用理论模拟的方法实现了激光等离子体产生的超热电子的温度诊断.
超短超强激光与等离子体相互作用可以产生高能的超热电子, 利用光核反应的方法可以对这部分超热电子的温度进行诊断. 本文通过粒子输运程序(MCNP), 模拟了超热电子通过轫致辐射产生γ 光子, γ 光子再分别与63Cu, 107Ag, 12C等活化材料发生光核反应的物理模型, 并根据核素的活化截面数据, 计算了不同活化片的放射性活度, 得到了11C/62Cu, 11C/106Ag活度比与电子温度关系曲线, 采用理论模拟的方法实现了激光等离子体产生的超热电子的温度诊断.
采用基于密度泛函理论(DFT)的第一性原理超软赝势方法对缺陷黄铜矿结构XGa2S4 (X=Zn, Cd, Hg)晶体的晶格结构、电学以及光学性质进行了对比研究. 分析比较了它们的晶格常数、键长、能带结构、态密度、介电函数、折射率和反射系数等性质, 并总结其变化趋势. 结果表明: 这三种材料的光学性质在中间能量区域(4 eV10 eV)表现出较强的各向异性, 而在低能区域(4 eV)和高能区域(10 eV)各向异性较弱. ZnGa2S4和HgGa2S4两种材料的折射率曲线在等离子体频率p处有一明显的拐点, 反射系数在p处达到最大值后急剧下降. 三种晶体的强反射峰均处于紫外区域, 因此可以用作紫外光屏蔽或紫外探测材料.
采用基于密度泛函理论(DFT)的第一性原理超软赝势方法对缺陷黄铜矿结构XGa2S4 (X=Zn, Cd, Hg)晶体的晶格结构、电学以及光学性质进行了对比研究. 分析比较了它们的晶格常数、键长、能带结构、态密度、介电函数、折射率和反射系数等性质, 并总结其变化趋势. 结果表明: 这三种材料的光学性质在中间能量区域(4 eV10 eV)表现出较强的各向异性, 而在低能区域(4 eV)和高能区域(10 eV)各向异性较弱. ZnGa2S4和HgGa2S4两种材料的折射率曲线在等离子体频率p处有一明显的拐点, 反射系数在p处达到最大值后急剧下降. 三种晶体的强反射峰均处于紫外区域, 因此可以用作紫外光屏蔽或紫外探测材料.
对Sn原子使用SDB-cc-pVTZ基组, Se原子采用6-311++G**基组, 利用密度泛函中的B3LYP方法研究了电场强度为-0.04–0.04 a.u.的外电场对SnSe基态分子的几何结构、 电荷布居分布、 HOMO能级、 LUMO能级、 能隙、 费米能级、 谐振频率和红外光谱强度的影响. 继而使用含时密度泛函(TD-B3LYP) 方法研究了SnSe分子在外场下的激发特性. 结果表明, 外电场的大小和方向对SnSe分子基态的这些性质有明显影响. 在所加的电场范围内(-0.04 a.u.–0.04 a.u.), 随着正向电场的增大, 核间距先减小后增大, 在F=0.03 a .u.时取得最小值0.2317 nm; 分子电偶极矩μ近似线性地增大; EL, EH、 费米能级EF和能隙Eg均减小. 随着正向电场逐渐增大, 分子总能量和谐振频率均先增大后减小; 红外谱强度则先减小后增大, 在F=0.03 a.u.时, 取得最小值 0.1138 km·mol-1. 由基态到第1–10个单重激发态的波长均随着正向电场的增大而增大. 激发能均随着正向电场的增大而减小. 电场的引入可改变SnSe分子激发态出现的顺序并使得一些禁止的跃迁变得可能.
对Sn原子使用SDB-cc-pVTZ基组, Se原子采用6-311++G**基组, 利用密度泛函中的B3LYP方法研究了电场强度为-0.04–0.04 a.u.的外电场对SnSe基态分子的几何结构、 电荷布居分布、 HOMO能级、 LUMO能级、 能隙、 费米能级、 谐振频率和红外光谱强度的影响. 继而使用含时密度泛函(TD-B3LYP) 方法研究了SnSe分子在外场下的激发特性. 结果表明, 外电场的大小和方向对SnSe分子基态的这些性质有明显影响. 在所加的电场范围内(-0.04 a.u.–0.04 a.u.), 随着正向电场的增大, 核间距先减小后增大, 在F=0.03 a .u.时取得最小值0.2317 nm; 分子电偶极矩μ近似线性地增大; EL, EH、 费米能级EF和能隙Eg均减小. 随着正向电场逐渐增大, 分子总能量和谐振频率均先增大后减小; 红外谱强度则先减小后增大, 在F=0.03 a.u.时, 取得最小值 0.1138 km·mol-1. 由基态到第1–10个单重激发态的波长均随着正向电场的增大而增大. 激发能均随着正向电场的增大而减小. 电场的引入可改变SnSe分子激发态出现的顺序并使得一些禁止的跃迁变得可能.
本文以6-311++g(d,p)为基组, 采用密度泛函理论的B3P86方法优化得到了ZnO分子的基态稳定构型, 并计算了不同外电场(-0.050.05a.u.)下ZnO基态分子的稳定电子结构, 研究外电场对ZnO基态分子键长、总能量、电荷分布、能级分布、能隙及红外光谱的影响. 结果表明: 外加电场的大小和方向对分子结构和电子特性均有明显影响. 随着正向外加电场的增加, ZnO基态分子的平衡键长先减小后增加, 而分子总能量、振动频率和红外光谱的强度均先增加后减小. 分子的最高占据轨道能量EH、最低未占据轨道能量EL和能隙Eg始终处于减小趋势, 因而占据轨道的电子更容易被激发至空轨道. 这一结果可为ZnO分子的电致发光机理研究提供一定的理论参考.
本文以6-311++g(d,p)为基组, 采用密度泛函理论的B3P86方法优化得到了ZnO分子的基态稳定构型, 并计算了不同外电场(-0.050.05a.u.)下ZnO基态分子的稳定电子结构, 研究外电场对ZnO基态分子键长、总能量、电荷分布、能级分布、能隙及红外光谱的影响. 结果表明: 外加电场的大小和方向对分子结构和电子特性均有明显影响. 随着正向外加电场的增加, ZnO基态分子的平衡键长先减小后增加, 而分子总能量、振动频率和红外光谱的强度均先增加后减小. 分子的最高占据轨道能量EH、最低未占据轨道能量EL和能隙Eg始终处于减小趋势, 因而占据轨道的电子更容易被激发至空轨道. 这一结果可为ZnO分子的电致发光机理研究提供一定的理论参考.
蒽(anthracene)具有良好的热稳定性以及较高的荧光量子产率的优点, 是最早用于研究有机发光器件(organic light-emitting device, OLED)的材料之一. 在本文中, 主要利用量子化学方法研究了不同外电场对蒽分子激发特性的影响规律. 首先采用密度泛函理论(density functional theory, DFT)在6-311G(d, p)基组水平上对蒽分子基态结构进行优化, 基于稳定基态结构, 利用含时密度泛函(time-dependent density functional theory, TDDFT)以及同一基组水平, 计算出蒽分子的前十个激发态的激发能、跃迁偶极矩、振子强度和紫外吸收光谱等数据. 然后以密度泛函B3P86方法优化出的不同外电场下蒽分子基态结构为基础, 使用TDDFT方法研究了不同外电场对蒽分子前线轨道能级和激发特性的影响规律. 结果显示, 无场时蒽分子在紫外区域234.50 nm处有一个较强的吸收峰, 对应基态电子跃迁至第5激发态吸收光子波长; 在外电场作用下, 蒽分子电子由基态跃迁到激发态的各项光谱参数均有显著变化, 加场后蒽分子的吸收光谱发生了红移, 由紫外波段移向了紫外–可见光波段, 与实验值相符合. 分子前线轨道的计算结果也表明蒽分子的最高占据轨道(highest occupied molecular orbital, HOMO)和最低未占据轨道(lowest unoccupied molecular orbital, LUMO)能量差值在不同电场下存在差异.
蒽(anthracene)具有良好的热稳定性以及较高的荧光量子产率的优点, 是最早用于研究有机发光器件(organic light-emitting device, OLED)的材料之一. 在本文中, 主要利用量子化学方法研究了不同外电场对蒽分子激发特性的影响规律. 首先采用密度泛函理论(density functional theory, DFT)在6-311G(d, p)基组水平上对蒽分子基态结构进行优化, 基于稳定基态结构, 利用含时密度泛函(time-dependent density functional theory, TDDFT)以及同一基组水平, 计算出蒽分子的前十个激发态的激发能、跃迁偶极矩、振子强度和紫外吸收光谱等数据. 然后以密度泛函B3P86方法优化出的不同外电场下蒽分子基态结构为基础, 使用TDDFT方法研究了不同外电场对蒽分子前线轨道能级和激发特性的影响规律. 结果显示, 无场时蒽分子在紫外区域234.50 nm处有一个较强的吸收峰, 对应基态电子跃迁至第5激发态吸收光子波长; 在外电场作用下, 蒽分子电子由基态跃迁到激发态的各项光谱参数均有显著变化, 加场后蒽分子的吸收光谱发生了红移, 由紫外波段移向了紫外–可见光波段, 与实验值相符合. 分子前线轨道的计算结果也表明蒽分子的最高占据轨道(highest occupied molecular orbital, HOMO)和最低未占据轨道(lowest unoccupied molecular orbital, LUMO)能量差值在不同电场下存在差异.
基于2003年Alfredo Aguado 等人构造的新势能面(Aguado和Paniagua. J. Chem. Phys., Vol. 119, No. 19, 2003), 本文结合振动激发和碰撞能两个因素,采用准经典轨线的方法对反应Li+HF(v=0–3) 的k-j' 两矢量相关和k-k'-j'三矢量相关的分布函数及极化微分反应截面进行了详细的立体动力学研究. 结果表明, 描述三原子分子反应的k-j'两矢量相关联的函数P(θr)分布不受振动激发影响, 而碰撞能则对其影响较大. 描述 k-k'-j'三矢量相关的函数P(φr)分布和极化微分反应截面对振动激发较敏感, 同时我们发现碰撞能对P(φr)分布和极化微分反应截面也有较大影响.
基于2003年Alfredo Aguado 等人构造的新势能面(Aguado和Paniagua. J. Chem. Phys., Vol. 119, No. 19, 2003), 本文结合振动激发和碰撞能两个因素,采用准经典轨线的方法对反应Li+HF(v=0–3) 的k-j' 两矢量相关和k-k'-j'三矢量相关的分布函数及极化微分反应截面进行了详细的立体动力学研究. 结果表明, 描述三原子分子反应的k-j'两矢量相关联的函数P(θr)分布不受振动激发影响, 而碰撞能则对其影响较大. 描述 k-k'-j'三矢量相关的函数P(φr)分布和极化微分反应截面对振动激发较敏感, 同时我们发现碰撞能对P(φr)分布和极化微分反应截面也有较大影响.
本文通过非微扰求解薛定谔方程, 研究了强磁场磁化的等离子体环境中的原子能级结构和辐射动力学过程. 在较宽的磁场强度范围和等离子体屏蔽参数范围内, 给出了氢原子基态以及低激发态的能级、辐射跃迁能量和振子强度等重要的原子参数, 定量地描述了强磁场和等离子体屏蔽共同作用的综合效应. 相关的结果有助于增进对极端环境下原子光谱结构的认识, 在等离子体光谱诊断和天文光谱观测方面有一定的借鉴意义.
本文通过非微扰求解薛定谔方程, 研究了强磁场磁化的等离子体环境中的原子能级结构和辐射动力学过程. 在较宽的磁场强度范围和等离子体屏蔽参数范围内, 给出了氢原子基态以及低激发态的能级、辐射跃迁能量和振子强度等重要的原子参数, 定量地描述了强磁场和等离子体屏蔽共同作用的综合效应. 相关的结果有助于增进对极端环境下原子光谱结构的认识, 在等离子体光谱诊断和天文光谱观测方面有一定的借鉴意义.
本文从理论上分别研究了长程和短程原子势对阈上电离光电子谱平台结构的影响. 发现在相当大的激光参数范围内, 长程势的阈上电离谱总是呈现出清晰的双平台结构; 对于短程势, 阈上电离谱双平台的界限不再清晰, 随着入射激光强度的减小, 逐渐从双平台过渡到单平台. 基于经典分析和量子力学数值模拟, 阐明了在不同模型势下, 电离速率的差别和再散射电子弹性碰撞截面的不同导致了上述平台结构的差异．此外, 还讨论了激光脉冲空间强度分布对这一现象的影响.
本文从理论上分别研究了长程和短程原子势对阈上电离光电子谱平台结构的影响. 发现在相当大的激光参数范围内, 长程势的阈上电离谱总是呈现出清晰的双平台结构; 对于短程势, 阈上电离谱双平台的界限不再清晰, 随着入射激光强度的减小, 逐渐从双平台过渡到单平台. 基于经典分析和量子力学数值模拟, 阐明了在不同模型势下, 电离速率的差别和再散射电子弹性碰撞截面的不同导致了上述平台结构的差异．此外, 还讨论了激光脉冲空间强度分布对这一现象的影响.
通过数值求解一维含时薛定谔方程, 本文研究了具有特定波长的双色激光脉冲与氦原子相互作用产生的高次谐波和阿秒脉冲, 这里双色激光脉冲由5 fs较低强度基频钛宝石主脉冲与另一束较高强度的1330 nm 红外附加脉冲构成. 研究发现, 若两束脉冲之间的相对相位选择合适, 可以获得宽带连续辐射的高次谐波谱, 叠加该连续辐射谱可获得脉宽为38 as的孤立短脉冲. 进一步研究发现, 不同于以往孤立阿秒脉冲研究中选出长、短量子路径之一作为辐射源, 这里单阿秒脉冲来源于长、短两个量子路径的贡献, 只是这两个量子路径在很宽的谐波次数变化范围内辐射时刻比较集中.
通过数值求解一维含时薛定谔方程, 本文研究了具有特定波长的双色激光脉冲与氦原子相互作用产生的高次谐波和阿秒脉冲, 这里双色激光脉冲由5 fs较低强度基频钛宝石主脉冲与另一束较高强度的1330 nm 红外附加脉冲构成. 研究发现, 若两束脉冲之间的相对相位选择合适, 可以获得宽带连续辐射的高次谐波谱, 叠加该连续辐射谱可获得脉宽为38 as的孤立短脉冲. 进一步研究发现, 不同于以往孤立阿秒脉冲研究中选出长、短量子路径之一作为辐射源, 这里单阿秒脉冲来源于长、短两个量子路径的贡献, 只是这两个量子路径在很宽的谐波次数变化范围内辐射时刻比较集中.
本文运用含时密度泛函理论和分子动力学非绝热耦合的方法, 研究了水分子在不同极化方向的激光场中的电离和动力学行为. 计算结果表明, 对应相同的极化方向, 随着激光强度的增加, 水分子的电离增强; 对于相同强度的激光, 当激光极化方向沿水分子对称轴方向时, 水分子的电离最强, 当激光极化方向垂直水分子对称轴方向时, 水分子电离受到最大程度的抑制. 对水分子偶极矩的研究表明, 当分子处于线性响应区域时, x方向的激光只能激发起x方向的偶极振动而y方向的激光只能激发起y方向的偶极振动. 对水分子的键长和键角的研究表明, 在激光场中水分子的键长变长, 键角变大, 但变化幅度随着激光极化角的增大而减小. 此外, 研究还发现, 虽然在不同极化方向的激光脉冲的驱动下, 水分子OH键的振动频率与激光频率相当, 在脉冲关闭后, 振动频率减小, 但激光场的极化方向对水分子振动模式具有选择性.
本文运用含时密度泛函理论和分子动力学非绝热耦合的方法, 研究了水分子在不同极化方向的激光场中的电离和动力学行为. 计算结果表明, 对应相同的极化方向, 随着激光强度的增加, 水分子的电离增强; 对于相同强度的激光, 当激光极化方向沿水分子对称轴方向时, 水分子的电离最强, 当激光极化方向垂直水分子对称轴方向时, 水分子电离受到最大程度的抑制. 对水分子偶极矩的研究表明, 当分子处于线性响应区域时, x方向的激光只能激发起x方向的偶极振动而y方向的激光只能激发起y方向的偶极振动. 对水分子的键长和键角的研究表明, 在激光场中水分子的键长变长, 键角变大, 但变化幅度随着激光极化角的增大而减小. 此外, 研究还发现, 虽然在不同极化方向的激光脉冲的驱动下, 水分子OH键的振动频率与激光频率相当, 在脉冲关闭后, 振动频率减小, 但激光场的极化方向对水分子振动模式具有选择性.
强磁场下的重粒子碰撞激发过程是重要的非弹性碰撞过程, 但相关研究还几乎是空白. 应用经典蒙特卡洛的方法在得到无磁场下He2++H(1s)的碰撞激发截面的基础上, 详细研究了不同强度的纵向和横向强磁场环境下到不同主量子数n和磁量子数m的碰撞激发过程的态选择截面. 同时用非微扰量子方法, 得到了强磁场下靶原子的能级, 并分析了其随磁场强度变化的原因. 对碰撞过程发现由于磁场的引入导致到不同m态的激发截面有较大的分离, 同时在较低入射能区的态选择截面变化行为与磁场方向有很大关系, 这与能级变化及横向强磁场所特有的抗磁项的相互竞争有密切联系. 通过对有关事例、径迹的分析, 解释了这些变化形成的原因. 也发现由于核的运动, 沿磁场方向的轨道角动量并非绝对守恒, 而有微小的变化.
强磁场下的重粒子碰撞激发过程是重要的非弹性碰撞过程, 但相关研究还几乎是空白. 应用经典蒙特卡洛的方法在得到无磁场下He2++H(1s)的碰撞激发截面的基础上, 详细研究了不同强度的纵向和横向强磁场环境下到不同主量子数n和磁量子数m的碰撞激发过程的态选择截面. 同时用非微扰量子方法, 得到了强磁场下靶原子的能级, 并分析了其随磁场强度变化的原因. 对碰撞过程发现由于磁场的引入导致到不同m态的激发截面有较大的分离, 同时在较低入射能区的态选择截面变化行为与磁场方向有很大关系, 这与能级变化及横向强磁场所特有的抗磁项的相互竞争有密切联系. 通过对有关事例、径迹的分析, 解释了这些变化形成的原因. 也发现由于核的运动, 沿磁场方向的轨道角动量并非绝对守恒, 而有微小的变化.
提出一种基于集总元件的超材料吸波体结构设计, 并进行了理论分析和实验验证. 仿真结果表明, 该吸波体在2.5 GHz到4.46 GHz的低频带内具有吸收率超过95%、半高宽达到70.4%的良好吸收特性. 反演计算得到的等效输入阻抗表明集总元件的加入可以使该结构在较宽的频率范围内有较好的阻抗匹配特性, 介质表面能量损耗分布的模拟计算结果说明能量主要损耗在了集总电阻中, 从而实现低频宽带的吸收特性. 制备了实验样品并用自由空间法进行测试, 测试结果与模拟结果符合得较好. 进一步的实验测试结果表明FR4基板的厚度对该吸波体的吸收特性有明显的调控作用, 且对于固定参数的结构存在最佳匹配厚度.
提出一种基于集总元件的超材料吸波体结构设计, 并进行了理论分析和实验验证. 仿真结果表明, 该吸波体在2.5 GHz到4.46 GHz的低频带内具有吸收率超过95%、半高宽达到70.4%的良好吸收特性. 反演计算得到的等效输入阻抗表明集总元件的加入可以使该结构在较宽的频率范围内有较好的阻抗匹配特性, 介质表面能量损耗分布的模拟计算结果说明能量主要损耗在了集总电阻中, 从而实现低频宽带的吸收特性. 制备了实验样品并用自由空间法进行测试, 测试结果与模拟结果符合得较好. 进一步的实验测试结果表明FR4基板的厚度对该吸波体的吸收特性有明显的调控作用, 且对于固定参数的结构存在最佳匹配厚度.
提出了一种基于双Σ形金属条的双向型左手材料结构. 该结构由介质基板和两个反向对称放置在介质基板两侧的Σ形金属条构成, 在电磁波平行入射和垂直入射两种情况下, 都能够实现双负特性(εμ<0) . 通过利用HFSS软件仿真、等效参数提取, 分析验证了该结构在X波段具有双向特性和左手特性. 该结构的双向特性拓宽了电磁波的入射角度, 对左手材料的多维化和多向化发展提供了参考价值.
提出了一种基于双Σ形金属条的双向型左手材料结构. 该结构由介质基板和两个反向对称放置在介质基板两侧的Σ形金属条构成, 在电磁波平行入射和垂直入射两种情况下, 都能够实现双负特性(εμ<0) . 通过利用HFSS软件仿真、等效参数提取, 分析验证了该结构在X波段具有双向特性和左手特性. 该结构的双向特性拓宽了电磁波的入射角度, 对左手材料的多维化和多向化发展提供了参考价值.
对立方氮化硼的空位进行了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的研究. 通过对总能量、能带结构、态密度及电子密度分布图的分析发现, B空位相比起N空位更加稳定. 并且空位仅影响最近邻原子的电子分布, 空位浓度的增加使禁带宽度逐渐变窄. 从复介电函数和光学吸收谱分析中发现, 随着空位浓度的增加, 立方氮化硼在深紫外区的吸收逐渐减弱. 并且B空位还导致在可见光区域出现明显的吸收带.
对立方氮化硼的空位进行了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的研究. 通过对总能量、能带结构、态密度及电子密度分布图的分析发现, B空位相比起N空位更加稳定. 并且空位仅影响最近邻原子的电子分布, 空位浓度的增加使禁带宽度逐渐变窄. 从复介电函数和光学吸收谱分析中发现, 随着空位浓度的增加, 立方氮化硼在深紫外区的吸收逐渐减弱. 并且B空位还导致在可见光区域出现明显的吸收带.
研究强度相关耦合双Jaynes-Cummings模型中, 两运动原子初始处于最大纠缠态、光场初始处于单模热态时, 强度相关耦合、热光场平均光子数以及原子运动对两原子的纠缠和量子失谐的影响. 结果表明: 考虑强度相关耦合时, 纠缠和量子失谐均出现周期性地消失和回复现象, 并且, 回复以后的纠缠和量子失谐能达到初始值. 腔场温度的升高会加速纠缠和量子失谐的消失. 此外, 原子运动的场模结构参数对该模型中的纠缠和量子失谐影响很大, 其值选择合适时, 两个原子能够自始至终地保持纠缠或量子失谐状态.
研究强度相关耦合双Jaynes-Cummings模型中, 两运动原子初始处于最大纠缠态、光场初始处于单模热态时, 强度相关耦合、热光场平均光子数以及原子运动对两原子的纠缠和量子失谐的影响. 结果表明: 考虑强度相关耦合时, 纠缠和量子失谐均出现周期性地消失和回复现象, 并且, 回复以后的纠缠和量子失谐能达到初始值. 腔场温度的升高会加速纠缠和量子失谐的消失. 此外, 原子运动的场模结构参数对该模型中的纠缠和量子失谐影响很大, 其值选择合适时, 两个原子能够自始至终地保持纠缠或量子失谐状态.
主振功率放大型装置在高能激光器中有着广泛的应用, 在增益体积和沿光轴方向增益长度一定的情况下, 为了得到高能化学激光器主振部分和放大级部分的最佳比例, 研究了不同振荡放大比对输出光束的近场强度以及最终输出功率的影响. 使用快速傅里叶变换的算法经过迭代计算得到了1:4, 1:1, 2:1三种振荡放大比情况下的近场光束强度分布, 并计算了其强度分布均匀性及最终输出功率情况. 计算结果表明: 采用MOPA 结构的氟化氘化学激光器, 振荡放大比越大, 主振荡部分输出的能量越高, 谐振腔内功率密度越大, 对腔内镜片的承受能力要求越高; 而振荡放大比越小最终输出光束的衍射放大效应越明显, 对光束质量越不利. 在本文条件下, 计算结果还表明, 振荡放大比对功率会产生影响, 存在一个最佳的比例使得输出功率最大. 振荡放大比对输出功率的影响随主振部分输出耦合率, 光路中的各种损耗, 增益的规模等多种参数的不同而变化, 工程运用中可根据具体参数进行计算.
主振功率放大型装置在高能激光器中有着广泛的应用, 在增益体积和沿光轴方向增益长度一定的情况下, 为了得到高能化学激光器主振部分和放大级部分的最佳比例, 研究了不同振荡放大比对输出光束的近场强度以及最终输出功率的影响. 使用快速傅里叶变换的算法经过迭代计算得到了1:4, 1:1, 2:1三种振荡放大比情况下的近场光束强度分布, 并计算了其强度分布均匀性及最终输出功率情况. 计算结果表明: 采用MOPA 结构的氟化氘化学激光器, 振荡放大比越大, 主振荡部分输出的能量越高, 谐振腔内功率密度越大, 对腔内镜片的承受能力要求越高; 而振荡放大比越小最终输出光束的衍射放大效应越明显, 对光束质量越不利. 在本文条件下, 计算结果还表明, 振荡放大比对功率会产生影响, 存在一个最佳的比例使得输出功率最大. 振荡放大比对输出功率的影响随主振部分输出耦合率, 光路中的各种损耗, 增益的规模等多种参数的不同而变化, 工程运用中可根据具体参数进行计算.
针对高超声速飞行器工作时前缘恶劣的气动加热环境, 为了保证飞行器前缘的尖锐外形, 提出内嵌高温热管前缘结构. 针对热管内部复杂流动与换热情况, 对内嵌高温热管前缘结构进行一体化建模, 将模型的核心部件液态金属热管工作状况的计算与实验进行对比以验证模型的可靠性. 本文还分析了给定工况下内嵌高温热管前缘结构的热防护效果, 其中壁面最高温度下降了11.6%, 最低温度上升了8%, 高温区和低温区均被封闭在前缘外层区域, 内层温度更加均匀, 实现了热流由高温区向低温区的转移, 削弱了高温区的热负荷. 本文还分析了接触热阻对热管冷却前缘结构效果的影响.
针对高超声速飞行器工作时前缘恶劣的气动加热环境, 为了保证飞行器前缘的尖锐外形, 提出内嵌高温热管前缘结构. 针对热管内部复杂流动与换热情况, 对内嵌高温热管前缘结构进行一体化建模, 将模型的核心部件液态金属热管工作状况的计算与实验进行对比以验证模型的可靠性. 本文还分析了给定工况下内嵌高温热管前缘结构的热防护效果, 其中壁面最高温度下降了11.6%, 最低温度上升了8%, 高温区和低温区均被封闭在前缘外层区域, 内层温度更加均匀, 实现了热流由高温区向低温区的转移, 削弱了高温区的热负荷. 本文还分析了接触热阻对热管冷却前缘结构效果的影响.
建立了一维非稳态球形镁颗粒群的着火燃烧模型, 数值模拟镁颗粒群的着火和燃烧过程, 研究表明, 颗粒群着火首先发生在颗粒群边界, 随后初始的燃烧火焰会分离为两个, 一个向颗粒群内部传播, 一个向外部传播, 最终内部火焰消失, 外部火焰维持并控制着整个颗粒群的燃烧; 内火焰向颗粒群内部传播过程中, 传播速度会逐渐加快, 且火焰温度值呈逐渐降低趋势. 分析了颗粒群内部参数和环境参数对镁颗粒群着火燃烧的影响. 随颗粒浓度的增大, 颗粒群着火时间略有增长, 但火焰传播速度更快, 燃烧稳定时火焰球尺寸也更大. 颗粒群初温越高, 则颗粒群着火时间越短, 火焰传播速度也会加快, 但燃烧稳定时火焰球尺寸基本不变. 环境温度对颗粒群着火燃烧的影响较复杂, 环境温度越高, 颗粒群着火时间越短, 但火焰传播速度却越慢, 燃烧稳定时火焰球尺寸变化很小. 颗粒粒径和辐射源温度对颗粒群着火燃烧的影响较显著, 颗粒粒径越小或辐射源温度越高, 则颗粒群着火时间越短, 火焰传播速度越快, 燃烧稳定时火焰球尺寸也越大. 数值模拟结果与文献中试验结果相一致.
建立了一维非稳态球形镁颗粒群的着火燃烧模型, 数值模拟镁颗粒群的着火和燃烧过程, 研究表明, 颗粒群着火首先发生在颗粒群边界, 随后初始的燃烧火焰会分离为两个, 一个向颗粒群内部传播, 一个向外部传播, 最终内部火焰消失, 外部火焰维持并控制着整个颗粒群的燃烧; 内火焰向颗粒群内部传播过程中, 传播速度会逐渐加快, 且火焰温度值呈逐渐降低趋势. 分析了颗粒群内部参数和环境参数对镁颗粒群着火燃烧的影响. 随颗粒浓度的增大, 颗粒群着火时间略有增长, 但火焰传播速度更快, 燃烧稳定时火焰球尺寸也更大. 颗粒群初温越高, 则颗粒群着火时间越短, 火焰传播速度也会加快, 但燃烧稳定时火焰球尺寸基本不变. 环境温度对颗粒群着火燃烧的影响较复杂, 环境温度越高, 颗粒群着火时间越短, 但火焰传播速度却越慢, 燃烧稳定时火焰球尺寸变化很小. 颗粒粒径和辐射源温度对颗粒群着火燃烧的影响较显著, 颗粒粒径越小或辐射源温度越高, 则颗粒群着火时间越短, 火焰传播速度越快, 燃烧稳定时火焰球尺寸也越大. 数值模拟结果与文献中试验结果相一致.
采用两维PIC/MCC模型模拟了氮气微空心阴极放电以及轰击离子 (N2+,N+) 的钛阴极溅射. 主要计算了氮气微空心阴极放电离子 (N2+,N+) 及溅射原子Ti的行为分布, 并研究了溅射Ti 原子的热化过程. 结果表明: 在模拟条件下, 空心阴极效应是负辉区叠加的电子震荡; 在对应条件下, 微空心较传统空心放电两种离子 (N2+,N+) 密度均大两个量级, 两种离子的平均能量的分布及大小几乎相同; 在放电空间N+的密度约为N2+的1/6, 最大能量约大2倍; 在不同参数 (P, T, V)下, 轰击阴极内表面的氮离子(N2+,N+)的密度近似均匀, 其平均能量几乎相等; 从阴极溅射出的Ti原子的初始平均能量约6.8 eV, 离开阴极约0.15 mm处几乎完全被热化. 模拟结果为N2微空心阴极放电等离子体特性的认识提供了参考依据.
采用两维PIC/MCC模型模拟了氮气微空心阴极放电以及轰击离子 (N2+,N+) 的钛阴极溅射. 主要计算了氮气微空心阴极放电离子 (N2+,N+) 及溅射原子Ti的行为分布, 并研究了溅射Ti 原子的热化过程. 结果表明: 在模拟条件下, 空心阴极效应是负辉区叠加的电子震荡; 在对应条件下, 微空心较传统空心放电两种离子 (N2+,N+) 密度均大两个量级, 两种离子的平均能量的分布及大小几乎相同; 在放电空间N+的密度约为N2+的1/6, 最大能量约大2倍; 在不同参数 (P, T, V)下, 轰击阴极内表面的氮离子(N2+,N+)的密度近似均匀, 其平均能量几乎相等; 从阴极溅射出的Ti原子的初始平均能量约6.8 eV, 离开阴极约0.15 mm处几乎完全被热化. 模拟结果为N2微空心阴极放电等离子体特性的认识提供了参考依据.
采用非对称磁镜场电子回旋共振等离子体分别对沉积过程中掺氮和未掺氮的化学气相沉积金刚石膜进行了刻蚀研究, 结果表明: 掺氮制备的金刚石膜的刻蚀主要集中在晶棱处, 经过4h刻蚀后其表面粗糙度由刻蚀前的4.761 μm下降至3.701 μm, 刻蚀对金刚石膜的表面粗糙度的影响较小; 而未掺氮制备的金刚石膜的刻蚀表现为晶面的均匀刻蚀, 晶粒坍塌,刻蚀4h后其表面粗糙度由刻蚀前的3.061 μm下降至1.083 μm. 刻蚀导致表面粗糙度显著降低. 上述差别的主要原因在于金刚石膜沉积过程中掺氮导致氮缺陷在金刚石晶棱处富集, 晶棱处电子发射加强, 引导离子向晶棱运动并产生刻蚀, 从而加剧晶棱的刻蚀. 而未掺氮金刚石膜,其缺陷相对较少且分布较均匀 ,刻蚀时整体呈现为 (111) 晶面被均匀刻蚀继而晶粒坍塌的现象.
采用非对称磁镜场电子回旋共振等离子体分别对沉积过程中掺氮和未掺氮的化学气相沉积金刚石膜进行了刻蚀研究, 结果表明: 掺氮制备的金刚石膜的刻蚀主要集中在晶棱处, 经过4h刻蚀后其表面粗糙度由刻蚀前的4.761 μm下降至3.701 μm, 刻蚀对金刚石膜的表面粗糙度的影响较小; 而未掺氮制备的金刚石膜的刻蚀表现为晶面的均匀刻蚀, 晶粒坍塌,刻蚀4h后其表面粗糙度由刻蚀前的3.061 μm下降至1.083 μm. 刻蚀导致表面粗糙度显著降低. 上述差别的主要原因在于金刚石膜沉积过程中掺氮导致氮缺陷在金刚石晶棱处富集, 晶棱处电子发射加强, 引导离子向晶棱运动并产生刻蚀, 从而加剧晶棱的刻蚀. 而未掺氮金刚石膜,其缺陷相对较少且分布较均匀 ,刻蚀时整体呈现为 (111) 晶面被均匀刻蚀继而晶粒坍塌的现象.
在激光间接驱动惯性约束聚变中, 激光首先与黑腔壁高Z等离子体相互作用转换成强X射线辐射, 再通过高Z腔壁的X射线再辐射而在靶丸表面产生对称辐射以驱动其内爆, 改善腔中激光X射线转换特性非常重要. 利用一维辐射流体程序模拟研究了低密度泡沫金对激光X射线转换特性的影响, 结果表明: 在固定激光参数条件下, 随着Au材料密度降低, 激光X射线转换效率提高, 当泡沫Au密度为0.1 g/cm3时, 转换效率相对提高19%; 同时, 金M带辐射份额随之减少; 对于发光区运动, 存在合适的泡沫Au密度使其得到有效抑制. 从能量平衡的角度分析了转换效率提高的原因: 在激光与低密度泡沫Au作用时, 转换为流体力学动能损耗的能量份额与固体Au相比有所降低, 因而相应的辐射能份额增加. 低密度泡沫Au改善激光X射线转换特性是实现黑腔腔壁优化的一种途径, 模拟结果为进一步开展相应实验研究提供了依据.
在激光间接驱动惯性约束聚变中, 激光首先与黑腔壁高Z等离子体相互作用转换成强X射线辐射, 再通过高Z腔壁的X射线再辐射而在靶丸表面产生对称辐射以驱动其内爆, 改善腔中激光X射线转换特性非常重要. 利用一维辐射流体程序模拟研究了低密度泡沫金对激光X射线转换特性的影响, 结果表明: 在固定激光参数条件下, 随着Au材料密度降低, 激光X射线转换效率提高, 当泡沫Au密度为0.1 g/cm3时, 转换效率相对提高19%; 同时, 金M带辐射份额随之减少; 对于发光区运动, 存在合适的泡沫Au密度使其得到有效抑制. 从能量平衡的角度分析了转换效率提高的原因: 在激光与低密度泡沫Au作用时, 转换为流体力学动能损耗的能量份额与固体Au相比有所降低, 因而相应的辐射能份额增加. 低密度泡沫Au改善激光X射线转换特性是实现黑腔腔壁优化的一种途径, 模拟结果为进一步开展相应实验研究提供了依据.
利用相位积分法, 在传统的布登模型基础上, 考虑了高场侧截止层的影响, 构建了三体模型, 求出了快波通过单一衰减层的传输系数、反射系数和模式转换系数. 在双离子情况下, 模拟的结果与Kazakov等人的结果相符合. 针对EAST实验, 将双离子模型推广至三离子模型, 分析了不同相位、少子浓度、频率和纵场强度对快波模式转换效率的影响, 为未来离子回旋加热实验提供参考.
利用相位积分法, 在传统的布登模型基础上, 考虑了高场侧截止层的影响, 构建了三体模型, 求出了快波通过单一衰减层的传输系数、反射系数和模式转换系数. 在双离子情况下, 模拟的结果与Kazakov等人的结果相符合. 针对EAST实验, 将双离子模型推广至三离子模型, 分析了不同相位、少子浓度、频率和纵场强度对快波模式转换效率的影响, 为未来离子回旋加热实验提供参考.
本文搭建了一种无摩擦气垫悬浮测试平台测量了19针和31针-网电极离子风激励器产生的推力特性, 为多针-网电极离子风激励器作为新型动力源提供动力控制方法. 通过研究多针-网间隙、针-针间距、针尖曲率半径和电晕电压电流对离子风激励器推力特性的影响, 提出了在低功耗下产生较大推力的方法, 改善离子风激励器对低功耗与大推力的需求不能同时满足的现状.
本文搭建了一种无摩擦气垫悬浮测试平台测量了19针和31针-网电极离子风激励器产生的推力特性, 为多针-网电极离子风激励器作为新型动力源提供动力控制方法. 通过研究多针-网间隙、针-针间距、针尖曲率半径和电晕电压电流对离子风激励器推力特性的影响, 提出了在低功耗下产生较大推力的方法, 改善离子风激励器对低功耗与大推力的需求不能同时满足的现状.
基于胆甾相液晶螺距及折射率随温度与电场变化的特性, 研究了温度与电场对液晶染料可调谐激光器发射特性的影响. 首先探讨了手性剂浓度、温度与液晶螺距的关系, 制作了液晶染料可调谐激光器, 在温度23–35℃变化时, 其发射波长调谐范围为618.90–594.76 nm, 达到24.14 nm, 在电压0–9 V 变化时, 其发射波长调谐范围为617.40–608.11 nm, 共9.29 nm.
基于胆甾相液晶螺距及折射率随温度与电场变化的特性, 研究了温度与电场对液晶染料可调谐激光器发射特性的影响. 首先探讨了手性剂浓度、温度与液晶螺距的关系, 制作了液晶染料可调谐激光器, 在温度23–35℃变化时, 其发射波长调谐范围为618.90–594.76 nm, 达到24.14 nm, 在电压0–9 V 变化时, 其发射波长调谐范围为617.40–608.11 nm, 共9.29 nm.
本文基于有限元法研究了直立生长于GaAs衬底的GaAs纳米线的光场响应和光场增强性质. 实验使用多个波长的飞秒激光脉冲激发GaAs纳米线, 测得了较高效率的二次谐波信号, 并首次使用宽带超连续飞秒脉冲 (1000–1300 nm) 在纳米线上获取了宽带、无杂散荧光噪声的二次谐波信号. 这种高效的二次谐波产生过程主要归因于纳米结构引起的局域场增强效应. 本文阐明了GaAs纳米线的二次谐波倍频特性, 这些结果对于其在纳米光学中的光器件、 光集成等领域的进一步研究和实际应用具有很好的参考价值.
本文基于有限元法研究了直立生长于GaAs衬底的GaAs纳米线的光场响应和光场增强性质. 实验使用多个波长的飞秒激光脉冲激发GaAs纳米线, 测得了较高效率的二次谐波信号, 并首次使用宽带超连续飞秒脉冲 (1000–1300 nm) 在纳米线上获取了宽带、无杂散荧光噪声的二次谐波信号. 这种高效的二次谐波产生过程主要归因于纳米结构引起的局域场增强效应. 本文阐明了GaAs纳米线的二次谐波倍频特性, 这些结果对于其在纳米光学中的光器件、 光集成等领域的进一步研究和实际应用具有很好的参考价值.
本文研究了直拉单晶硅中形成洁净区后过渡族金属杂质铜的沉淀行为. 样品经过高低高三步常规热处理形成洁净区后, 在不同温度下引入杂质铜, 然后对样品分别进行普通热处理和快速热处理, 通过腐蚀和光学显微镜研究发现, 在700 ℃引入铜杂质后经过普通热处理和快速热处理都不会破坏洁净区, 在900 ℃和1100 ℃引入铜杂质后经过普通热处理不会破坏洁净区, 而经过快速热处理会破坏洁净区. 研究表明, 快速热处理可以使硅片体内产生大量的空位, 空位的外扩散是破坏洁净区的主要原因.
本文研究了直拉单晶硅中形成洁净区后过渡族金属杂质铜的沉淀行为. 样品经过高低高三步常规热处理形成洁净区后, 在不同温度下引入杂质铜, 然后对样品分别进行普通热处理和快速热处理, 通过腐蚀和光学显微镜研究发现, 在700 ℃引入铜杂质后经过普通热处理和快速热处理都不会破坏洁净区, 在900 ℃和1100 ℃引入铜杂质后经过普通热处理不会破坏洁净区, 而经过快速热处理会破坏洁净区. 研究表明, 快速热处理可以使硅片体内产生大量的空位, 空位的外扩散是破坏洁净区的主要原因.
本文深入研究了130 nm Silicon-on-Insulator (SOI) 技术下的窄沟道n型metal-oxide-semiconductor-field-effect-transistor (MOSFET) 器件的总剂量辐照效应. 在总剂量辐照下, 相比于宽沟道器件, 窄沟道器件的阈值电压漂移更为明显. 论文利用电荷守恒定律很好地解释了辐照增强的窄沟道效应. 另外, 本文首次发现, 对于工作在线性区的窄沟道器件, 辐照产生的浅沟槽隔离氧化物(STI) 陷阱正电荷会增加沟道区载流子之间的碰撞概率和沟道表面粗糙度散射, 从而导致主沟道晶体管的载流子迁移率退化以及跨导降低. 最后, 对辐照增强的窄沟效应以及迁移率退化进行了三维器件仿真模拟, 仿真结果与实验结果符合得很好.
本文深入研究了130 nm Silicon-on-Insulator (SOI) 技术下的窄沟道n型metal-oxide-semiconductor-field-effect-transistor (MOSFET) 器件的总剂量辐照效应. 在总剂量辐照下, 相比于宽沟道器件, 窄沟道器件的阈值电压漂移更为明显. 论文利用电荷守恒定律很好地解释了辐照增强的窄沟道效应. 另外, 本文首次发现, 对于工作在线性区的窄沟道器件, 辐照产生的浅沟槽隔离氧化物(STI) 陷阱正电荷会增加沟道区载流子之间的碰撞概率和沟道表面粗糙度散射, 从而导致主沟道晶体管的载流子迁移率退化以及跨导降低. 最后, 对辐照增强的窄沟效应以及迁移率退化进行了三维器件仿真模拟, 仿真结果与实验结果符合得很好.
研究了PNP输入双极运算放大器LM837在1 MeV电子和60Coγ源两种不同辐射环境中的响应特性和变化规律. 分析了不同偏置状态下其电离辐照敏感参数在辐照后三种温度 (室温, 100 ℃, 125 ℃)下随时间变化的关系, 讨论了引起电参数失效的机理. 结果表明: 1 MeV 电子辐照LM837引起的损伤主要是电离损伤, 并且在正偏情况下比60Coγ源辐照造成的损伤大; 辐照过程中, 不同辐照源正偏条件下的偏置电流变化都比零偏时微大; 在不同的辐照源下, LM837辐照后的退火行为都与温度有较大的依赖关系, 而这种关系与辐照感生的界面态密度增长直接相关.
研究了PNP输入双极运算放大器LM837在1 MeV电子和60Coγ源两种不同辐射环境中的响应特性和变化规律. 分析了不同偏置状态下其电离辐照敏感参数在辐照后三种温度 (室温, 100 ℃, 125 ℃)下随时间变化的关系, 讨论了引起电参数失效的机理. 结果表明: 1 MeV 电子辐照LM837引起的损伤主要是电离损伤, 并且在正偏情况下比60Coγ源辐照造成的损伤大; 辐照过程中, 不同辐照源正偏条件下的偏置电流变化都比零偏时微大; 在不同的辐照源下, LM837辐照后的退火行为都与温度有较大的依赖关系, 而这种关系与辐照感生的界面态密度增长直接相关.
采用60Co γ射线源对高铝组分Al0.5Ga0.5N盲紫外p-i-n结构光探测器和Si基可见光p-i-n结构探测器进行了累计剂量分别为0.1, 1, 10 Mrad(Si)总剂量辐照实验. 实验发现, 随着辐照剂量的增加, AlGaN盲紫外p-i-n结构光探测器的理想因子显著增大, 辐照后理想因子n > 2; 而Si基可见光p-i-n 结构探测器的理想因子随辐照剂量的变化并不明显. AlGaN盲紫外p-i-n结构光探测器理想因子的退化可能主要是因为欧姆接触性能的退化, Si基可见光p-i-n结构探测器的理想因子的变化则可能是由于敏感层的退化.
采用60Co γ射线源对高铝组分Al0.5Ga0.5N盲紫外p-i-n结构光探测器和Si基可见光p-i-n结构探测器进行了累计剂量分别为0.1, 1, 10 Mrad(Si)总剂量辐照实验. 实验发现, 随着辐照剂量的增加, AlGaN盲紫外p-i-n结构光探测器的理想因子显著增大, 辐照后理想因子n > 2; 而Si基可见光p-i-n 结构探测器的理想因子随辐照剂量的变化并不明显. AlGaN盲紫外p-i-n结构光探测器理想因子的退化可能主要是因为欧姆接触性能的退化, Si基可见光p-i-n结构探测器的理想因子的变化则可能是由于敏感层的退化.
基于碳纳米管Y形分子结的结构重构, 通过非平衡分子动力学方法和量子修正, 模拟分析了Y形分子结的热导率和热整流现象. 研究表明: 相对单根完整碳管, Y形分子结在不同温度下导致热导率大约12%–85%的下降; Y结主干向分支方向的导热能力强于分支向主干方向的导热能力; Y结降低热导率的作用随着温度的升高逐渐减小; Y结的热整流效果随着温度的上升先减弱后增强.
基于碳纳米管Y形分子结的结构重构, 通过非平衡分子动力学方法和量子修正, 模拟分析了Y形分子结的热导率和热整流现象. 研究表明: 相对单根完整碳管, Y形分子结在不同温度下导致热导率大约12%–85%的下降; Y结主干向分支方向的导热能力强于分支向主干方向的导热能力; Y结降低热导率的作用随着温度的升高逐渐减小; Y结的热整流效果随着温度的上升先减弱后增强.
利用超高真空化学气相沉积设备, 在Si (001) 衬底上外延生长了多个四层Ge/Si量子点样品. 通过原位掺杂的方法, 对不同样品中的Ge/Si量子点分别进行了未掺杂、磷掺杂和硼掺杂. 相比未掺杂的样品, 磷掺杂不影响Ge/Si量子点的表面形貌, 但可以有效增强其室温光致发光; 而硼掺杂会增强Ge/Si量子点的合并, 降低小尺寸Ge/Si量子点的密度, 但其光致发光会减弱. 磷掺杂增强Ge/Si量子点光致发光的原因是, 磷掺杂为Ge/Si量子点提供了更多参与辐射复合的电子.
利用超高真空化学气相沉积设备, 在Si (001) 衬底上外延生长了多个四层Ge/Si量子点样品. 通过原位掺杂的方法, 对不同样品中的Ge/Si量子点分别进行了未掺杂、磷掺杂和硼掺杂. 相比未掺杂的样品, 磷掺杂不影响Ge/Si量子点的表面形貌, 但可以有效增强其室温光致发光; 而硼掺杂会增强Ge/Si量子点的合并, 降低小尺寸Ge/Si量子点的密度, 但其光致发光会减弱. 磷掺杂增强Ge/Si量子点光致发光的原因是, 磷掺杂为Ge/Si量子点提供了更多参与辐射复合的电子.
采用嵌入原子势模型和分子动力学方法, 模拟研究了三角波加载下金属铝动态破坏的微观过程和动力学性质. 根据原子中心对称参数变化给出了样品微结构演化过程, 解读了熔化前后破坏过程的形态差异; 基于Virial定理统计了样品中压力和温度等力学量波形, 分析了熔化前后材料的强度变化. 通过不同碰撞速度的模拟, 讨论了破碎区内物质形态和密度分布的变化, 给出了材料破坏深度的变化规律. 研究还发现, 熔化后材料的动态拉伸强度已显著降低, 而此时由声学近似推算的材料拉伸强度已明显高于内部应力直接计算结果.
采用嵌入原子势模型和分子动力学方法, 模拟研究了三角波加载下金属铝动态破坏的微观过程和动力学性质. 根据原子中心对称参数变化给出了样品微结构演化过程, 解读了熔化前后破坏过程的形态差异; 基于Virial定理统计了样品中压力和温度等力学量波形, 分析了熔化前后材料的强度变化. 通过不同碰撞速度的模拟, 讨论了破碎区内物质形态和密度分布的变化, 给出了材料破坏深度的变化规律. 研究还发现, 熔化后材料的动态拉伸强度已显著降低, 而此时由声学近似推算的材料拉伸强度已明显高于内部应力直接计算结果.
通过非平衡磁控溅射的方法制备了不同V含量的(Zr,V)N复合薄膜, 采用EDS, XRD, XPS, 纳米压痕仪和摩擦磨损仪等对薄膜的化学成分、微结构、力学性能及摩擦性能进行了研究. 结果表明, V的加入虽未改变ZrN的fcc晶体结构, 但使薄膜的择优取向由ZrN的(200)面转变为(Zr,V)N的(111)面. 随着V含量增加, (Zr,V)N复合膜的硬度略有升高后缓慢降低, 并在含25.8 at.%V后迅速降低. 与此同时, 薄膜的常温摩擦系数亦有小幅降低. 高温摩擦研究表明, (Zr,V)N薄膜在300 ℃时出现V2O3, V2O5 在500 ℃后形成, 其含量也随温度的提高而增加. 薄膜的摩擦系数因V2O5 的形成而得到显著降低.
通过非平衡磁控溅射的方法制备了不同V含量的(Zr,V)N复合薄膜, 采用EDS, XRD, XPS, 纳米压痕仪和摩擦磨损仪等对薄膜的化学成分、微结构、力学性能及摩擦性能进行了研究. 结果表明, V的加入虽未改变ZrN的fcc晶体结构, 但使薄膜的择优取向由ZrN的(200)面转变为(Zr,V)N的(111)面. 随着V含量增加, (Zr,V)N复合膜的硬度略有升高后缓慢降低, 并在含25.8 at.%V后迅速降低. 与此同时, 薄膜的常温摩擦系数亦有小幅降低. 高温摩擦研究表明, (Zr,V)N薄膜在300 ℃时出现V2O3, V2O5 在500 ℃后形成, 其含量也随温度的提高而增加. 薄膜的摩擦系数因V2O5 的形成而得到显著降低.
本文用液态簧振动力学谱(RMS-L)方法, 对典型蛋白质水凝胶鸡蛋清的脱水变性过程进行了测量, 结果表明, 随水含量的减少, 鸡蛋清至少存在4个力学谱的显著变化过程. 基于此结果并结合力学谱的理论分析, 作者推测, 随水含量的减少, 鸡蛋清可能依次存在下述4个状态: 1) 类体水(bulk-likewater) 的蛋白质水凝胶态; 2) 键合水 (bond water) 的蛋白质水凝胶态; 3) 键合水和键合蛋白质(bonding protein) 的混合态; 4) 键合蛋白质态. 而蛋白质的空间构型(spatial configuration)转变即变性, 主要发生在拥有键合水的蛋白质通过失水向键合蛋白质转变的混合态. 这表明RMS-L对鸡蛋清脱水变性过程的检测是有效的, 所得结果对蛋白质变性机理、以及蛋白质水凝胶态的深入研究也应具有参考价值.
本文用液态簧振动力学谱(RMS-L)方法, 对典型蛋白质水凝胶鸡蛋清的脱水变性过程进行了测量, 结果表明, 随水含量的减少, 鸡蛋清至少存在4个力学谱的显著变化过程. 基于此结果并结合力学谱的理论分析, 作者推测, 随水含量的减少, 鸡蛋清可能依次存在下述4个状态: 1) 类体水(bulk-likewater) 的蛋白质水凝胶态; 2) 键合水 (bond water) 的蛋白质水凝胶态; 3) 键合水和键合蛋白质(bonding protein) 的混合态; 4) 键合蛋白质态. 而蛋白质的空间构型(spatial configuration)转变即变性, 主要发生在拥有键合水的蛋白质通过失水向键合蛋白质转变的混合态. 这表明RMS-L对鸡蛋清脱水变性过程的检测是有效的, 所得结果对蛋白质变性机理、以及蛋白质水凝胶态的深入研究也应具有参考价值.
采用溶胶凝胶法合成的La1.9Y0.1Mo2O9纳米晶粉体, 结合微波烧结技术制备出不同晶粒度的La1.9Y0.1Mo2O9块体样品. 利用X射线衍射仪(XRD)、高分辨透射显微镜(HRTEM)、场扫描显微镜(SEM)对粉体及陶瓷块体的物相、 形貌进行了表征, 利用交流阻抗谱仪测试了样品不同温度下的电导率. 实验结果表明, 掺Y的La1.9Y0.1Mo2O9能将高温立方β 相稳定到室温; 块体样品致密均匀, 平均晶粒度范围在60 nm–4 μm之间; 致密度高的样品表现出高的电导率, 其中900 ℃烧结样品的电导率600 ℃时高达0.026 S/cm, 比固相反应法制备的La1.9Y0.1Mo2O9样品高出约1倍. 总结认为样品的致密性对电导率影响较大, 是通过影响晶界电导率来影响总电导率的, 样品的晶粒度(在60 nm–4 μm范围内)对电导率的影响还不能确定.
采用溶胶凝胶法合成的La1.9Y0.1Mo2O9纳米晶粉体, 结合微波烧结技术制备出不同晶粒度的La1.9Y0.1Mo2O9块体样品. 利用X射线衍射仪(XRD)、高分辨透射显微镜(HRTEM)、场扫描显微镜(SEM)对粉体及陶瓷块体的物相、 形貌进行了表征, 利用交流阻抗谱仪测试了样品不同温度下的电导率. 实验结果表明, 掺Y的La1.9Y0.1Mo2O9能将高温立方β 相稳定到室温; 块体样品致密均匀, 平均晶粒度范围在60 nm–4 μm之间; 致密度高的样品表现出高的电导率, 其中900 ℃烧结样品的电导率600 ℃时高达0.026 S/cm, 比固相反应法制备的La1.9Y0.1Mo2O9样品高出约1倍. 总结认为样品的致密性对电导率影响较大, 是通过影响晶界电导率来影响总电导率的, 样品的晶粒度(在60 nm–4 μm范围内)对电导率的影响还不能确定.
基于密度泛函理论第一性原理, 在广义梯度近似下, 研究了表面覆盖度为0.25 ML (monolayer)时硫化氢分子在Fe(100)面吸附的结构和电子性质, 并与单个硫原子吸附结果进行了对比. 结果表明: 硫化氢分子吸附在B2位吸附能最小为-1.23 eV, 最稳定, B1位吸附能最大为-0.01 eV, 最不稳定; 并对硫化氢分子在B1位和B2位吸附后的电子态密度进行了分析, 也表明了吸附在B2位稳定, 且吸附在B2位后硫化氢分子几何结构变化不大; 将硫化氢中硫原子吸附与单个硫原子吸附的电子性质进行了比较, 发现前者吸附作用非常微弱; 同时对吸附后的Fe(100)面进行了对比, 单个硫原子吸附的Fe(100)面电子态密度出现了一系列峰值且离散分布, 生成了硫化亚铁, 表明在硫化氢环境下, 主要是硫化氢析出的硫原子发生了吸附.
基于密度泛函理论第一性原理, 在广义梯度近似下, 研究了表面覆盖度为0.25 ML (monolayer)时硫化氢分子在Fe(100)面吸附的结构和电子性质, 并与单个硫原子吸附结果进行了对比. 结果表明: 硫化氢分子吸附在B2位吸附能最小为-1.23 eV, 最稳定, B1位吸附能最大为-0.01 eV, 最不稳定; 并对硫化氢分子在B1位和B2位吸附后的电子态密度进行了分析, 也表明了吸附在B2位稳定, 且吸附在B2位后硫化氢分子几何结构变化不大; 将硫化氢中硫原子吸附与单个硫原子吸附的电子性质进行了比较, 发现前者吸附作用非常微弱; 同时对吸附后的Fe(100)面进行了对比, 单个硫原子吸附的Fe(100)面电子态密度出现了一系列峰值且离散分布, 生成了硫化亚铁, 表明在硫化氢环境下, 主要是硫化氢析出的硫原子发生了吸附.
运用第一性原理平面波赝势和广义梯度近似方法, 对闪锌矿结构(ZB)和氯化钠结构(RS) ZnS的状态方程及其在高压下的相变进行计算研究, 分析相变点附近的电子态密度、能带结构和光学性质的变化机理. 结果表明: 通过状态方程得到ZB相到RS相的相变压强值为18.1 GPa, 而利用焓相等原理得到的相变压强值为18.0 GPa; 在结构相变过程中, sp3轨道杂化现象并未消失, RS相ZnS的金属性明显增强; 与ZB相ZnS相比, RS相ZnS的介电常数主峰明显增强, 并向低能方向出现了明显偏移, 使得介电峰向低能方向拓展, 在低能区电子跃迁大大增强.
运用第一性原理平面波赝势和广义梯度近似方法, 对闪锌矿结构(ZB)和氯化钠结构(RS) ZnS的状态方程及其在高压下的相变进行计算研究, 分析相变点附近的电子态密度、能带结构和光学性质的变化机理. 结果表明: 通过状态方程得到ZB相到RS相的相变压强值为18.1 GPa, 而利用焓相等原理得到的相变压强值为18.0 GPa; 在结构相变过程中, sp3轨道杂化现象并未消失, RS相ZnS的金属性明显增强; 与ZB相ZnS相比, RS相ZnS的介电常数主峰明显增强, 并向低能方向出现了明显偏移, 使得介电峰向低能方向拓展, 在低能区电子跃迁大大增强.
本文采用渐变沟道近似和准二维分析的方法, 通过求解泊松方程, 建立了应变Si NMOSFET阈值电压集约物理模型. 模型同时研究了短沟道, 窄沟道, 非均匀掺杂, 漏致势垒降低等物理效应对阈值电压的影响. 采用参数提取软件提取了阈值电压相关参数, 通过将模型的计算结果和实验结果进行对比分析, 验证了本文提出的模型的正确性. 该模型为应变Si超大规模集成电路的分析和设计提供了重要的参考.
本文采用渐变沟道近似和准二维分析的方法, 通过求解泊松方程, 建立了应变Si NMOSFET阈值电压集约物理模型. 模型同时研究了短沟道, 窄沟道, 非均匀掺杂, 漏致势垒降低等物理效应对阈值电压的影响. 采用参数提取软件提取了阈值电压相关参数, 通过将模型的计算结果和实验结果进行对比分析, 验证了本文提出的模型的正确性. 该模型为应变Si超大规模集成电路的分析和设计提供了重要的参考.
CIGS薄膜的结晶相是制备高质量薄膜的关键问题. 本文采用共蒸发'三步法'工艺沉积Gu(In, Ga)Se2 (CIGS) 薄膜, 通过X射线衍射仪 (XRD) 和X射线荧光光谱仪 (XRF)、扫描电镜 (SEM) 结合的方法详细研究了'三步法'工艺的相变过程, 并制备出转换效率超过15% 的 CIGS 薄膜太阳电池.
CIGS薄膜的结晶相是制备高质量薄膜的关键问题. 本文采用共蒸发'三步法'工艺沉积Gu(In, Ga)Se2 (CIGS) 薄膜, 通过X射线衍射仪 (XRD) 和X射线荧光光谱仪 (XRF)、扫描电镜 (SEM) 结合的方法详细研究了'三步法'工艺的相变过程, 并制备出转换效率超过15% 的 CIGS 薄膜太阳电池.
本文采用直流磁控溅射法在三种不同的下电极(BEs)上制备了ZnO薄膜, 获得了W/ZnO/BEs存储器结构. 研究了不同的下电极材料对器件电阻开关特性的影响. 研究结果表明, 以不同下电极所制备的器件都具有单极性电阻开关特性. 在低阻态时, ZnO薄膜的导电机理为欧姆传导, 而高阻态时薄膜的导电机理为空间电荷限制电流. 不同下电极与ZnO薄膜之间的肖特基势垒高度对电阻开关过程中的操作电压有较大的影响, 并基于导电细丝模型对不同下电极上ZnO薄膜的低阻态阻值及reset电流的变化进行了解释.
本文采用直流磁控溅射法在三种不同的下电极(BEs)上制备了ZnO薄膜, 获得了W/ZnO/BEs存储器结构. 研究了不同的下电极材料对器件电阻开关特性的影响. 研究结果表明, 以不同下电极所制备的器件都具有单极性电阻开关特性. 在低阻态时, ZnO薄膜的导电机理为欧姆传导, 而高阻态时薄膜的导电机理为空间电荷限制电流. 不同下电极与ZnO薄膜之间的肖特基势垒高度对电阻开关过程中的操作电压有较大的影响, 并基于导电细丝模型对不同下电极上ZnO薄膜的低阻态阻值及reset电流的变化进行了解释.
本文首先建立单电子晶体管的电流解析模型, 然后将蒙特卡罗法与主方程法结合进行数值分析, 研究了栅极偏压、漏极偏压、温度与隧道结电阻等参数对器件特性的影响. 结果表明: 对于对称结, 库仑台阶随栅极偏压增大而漂移; 漏极电压增大, 库仑振荡振幅增强, 库仑阻塞则衰减; 温度升高将导致库仑台阶和库仑振荡现象消失. 对于非对称结, 源漏隧道结电阻比率增大, 库仑阻塞现象越明显.
本文首先建立单电子晶体管的电流解析模型, 然后将蒙特卡罗法与主方程法结合进行数值分析, 研究了栅极偏压、漏极偏压、温度与隧道结电阻等参数对器件特性的影响. 结果表明: 对于对称结, 库仑台阶随栅极偏压增大而漂移; 漏极电压增大, 库仑振荡振幅增强, 库仑阻塞则衰减; 温度升高将导致库仑台阶和库仑振荡现象消失. 对于非对称结, 源漏隧道结电阻比率增大, 库仑阻塞现象越明显.
由于铟镓锌氧化物(IGZO) 薄膜具有高迁移率和高透过率的特点, 它作为有源层被广泛的应用于薄膜晶体管(TFT). 本文利用磁控溅射方法制备了TFT的有源层IGZO和源漏电极, 用简单低成本的掩膜法控制沟道的尺寸, 制备了具有高迁移率、底栅结构的n型非晶铟镓锌氧化物薄膜晶体管 (IGZO-TFT). 利用X 射线衍射仪(XRD) 和紫外可见光分光光度计分别测试了IGZO薄膜的衍射图谱和透过率图谱, 研究了IGZO薄膜的结构和光学特性. 通过测试IGZO-TFT的输出特性和转移特性曲线, 讨论了IGZO有源层厚度对IGZO-TFT特性的影响. 制备的IGZO-TFT器件的场效应迁移率高达15.6 cm2·V-1·s-1, 开关比高于107.
由于铟镓锌氧化物(IGZO) 薄膜具有高迁移率和高透过率的特点, 它作为有源层被广泛的应用于薄膜晶体管(TFT). 本文利用磁控溅射方法制备了TFT的有源层IGZO和源漏电极, 用简单低成本的掩膜法控制沟道的尺寸, 制备了具有高迁移率、底栅结构的n型非晶铟镓锌氧化物薄膜晶体管 (IGZO-TFT). 利用X 射线衍射仪(XRD) 和紫外可见光分光光度计分别测试了IGZO薄膜的衍射图谱和透过率图谱, 研究了IGZO薄膜的结构和光学特性. 通过测试IGZO-TFT的输出特性和转移特性曲线, 讨论了IGZO有源层厚度对IGZO-TFT特性的影响. 制备的IGZO-TFT器件的场效应迁移率高达15.6 cm2·V-1·s-1, 开关比高于107.
在电场为3.2 kV/cm, 电流密度为50 mA/cm2条件下对ZnO压敏陶瓷进行了115 h的直流老化, 研究了直流老化对ZnO压敏陶瓷电气性能及缺陷结构的影响. 发现直流老化115 h 后ZnO压敏陶瓷的电位梯度、非线性系数分别从2845 V/cm, 38.3下降到51.6 V/cm, 1.1, 介电损耗中的缺陷松弛峰被增大的直流电导掩盖, 电模量中只观察到一个缺陷松弛峰, 低频区交流电导率急剧增大并且相应的电导活化能从0.84 eV下降到只有0.083 eV. 通过对直流老化后的ZnO压敏陶瓷在800 ℃进行12 h 的热处理, 发现其电气性能和介电性能都得到了良好的恢复并有一定的增强, 电位梯度、非线性系数恢复到3085 V/cm, 50.8, 电导活化能上升到0.88 eV. 另外, 其本征氧空位缺陷松弛峰也得到了一定的抑制. 因此, 认为热处理过程中氧在晶界处的扩散作用对ZnO压敏陶瓷的直流老化恢复起到了关键作用.
在电场为3.2 kV/cm, 电流密度为50 mA/cm2条件下对ZnO压敏陶瓷进行了115 h的直流老化, 研究了直流老化对ZnO压敏陶瓷电气性能及缺陷结构的影响. 发现直流老化115 h 后ZnO压敏陶瓷的电位梯度、非线性系数分别从2845 V/cm, 38.3下降到51.6 V/cm, 1.1, 介电损耗中的缺陷松弛峰被增大的直流电导掩盖, 电模量中只观察到一个缺陷松弛峰, 低频区交流电导率急剧增大并且相应的电导活化能从0.84 eV下降到只有0.083 eV. 通过对直流老化后的ZnO压敏陶瓷在800 ℃进行12 h 的热处理, 发现其电气性能和介电性能都得到了良好的恢复并有一定的增强, 电位梯度、非线性系数恢复到3085 V/cm, 50.8, 电导活化能上升到0.88 eV. 另外, 其本征氧空位缺陷松弛峰也得到了一定的抑制. 因此, 认为热处理过程中氧在晶界处的扩散作用对ZnO压敏陶瓷的直流老化恢复起到了关键作用.
本文测量了全反式β胡萝卜素在二甲基亚砜中81–25 ℃ 范围的紫外–可见吸收和拉曼光谱. 结果表明, 随温度降低, 紫外–可见吸收光谱、拉曼光谱都发生红移, 拉曼光谱线型变窄, 散射截面增加这些现象的发生是由于随温度降低, β胡萝卜素分子的热无序降低、分子结构有序性增加、π电子离域扩展, 有效共轭长度增加, 分子的电子能隙变窄. 另外, 随着温度的降低, 溶剂密度增加, 由Lorentz-Lorenz 关系得知相伴的折射率增加, 从而引起吸收光谱的红移. CC键键长增加, 使CC 键拉曼光谱红移; 振动弛豫时间变长, 各CC 键之间的键长差减小, 线宽变窄; 但由于声子, π电子耦合加强使CC键拉曼线型不对称程度增加, 低频端'肩'扩展, CC键的弱阻尼相干振动增加, 使拉曼散射截面增加.
本文测量了全反式β胡萝卜素在二甲基亚砜中81–25 ℃ 范围的紫外–可见吸收和拉曼光谱. 结果表明, 随温度降低, 紫外–可见吸收光谱、拉曼光谱都发生红移, 拉曼光谱线型变窄, 散射截面增加这些现象的发生是由于随温度降低, β胡萝卜素分子的热无序降低、分子结构有序性增加、π电子离域扩展, 有效共轭长度增加, 分子的电子能隙变窄. 另外, 随着温度的降低, 溶剂密度增加, 由Lorentz-Lorenz 关系得知相伴的折射率增加, 从而引起吸收光谱的红移. CC键键长增加, 使CC 键拉曼光谱红移; 振动弛豫时间变长, 各CC 键之间的键长差减小, 线宽变窄; 但由于声子, π电子耦合加强使CC键拉曼线型不对称程度增加, 低频端'肩'扩展, CC键的弱阻尼相干振动增加, 使拉曼散射截面增加.
用荷能重离子径迹刻蚀的方法在高分子多聚物膜 (PET) 上制备出单锥形纳米孔. 刻蚀过程通过监测跨膜电流来控制, 最大刻蚀电流Imax不同, 得到的锥形孔小孔孔径也不同. 研究单锥形纳米孔在KCl 溶液中的I-V曲线发现, 单锥形纳米孔的离子传导呈现出不对称特性, 该现象称为整流效应, 整流系数γ大小随纳米小孔孔径大小和电解质溶液浓度而变化.
用荷能重离子径迹刻蚀的方法在高分子多聚物膜 (PET) 上制备出单锥形纳米孔. 刻蚀过程通过监测跨膜电流来控制, 最大刻蚀电流Imax不同, 得到的锥形孔小孔孔径也不同. 研究单锥形纳米孔在KCl 溶液中的I-V曲线发现, 单锥形纳米孔的离子传导呈现出不对称特性, 该现象称为整流效应, 整流系数γ大小随纳米小孔孔径大小和电解质溶液浓度而变化.
二次电子发射模型的精度对二次电子倍增击穿阈值的模拟计算影响很大, 针对现有两种经典二次电子发射唯象模型的不足, 以修正Vaughan模型作为Furman模型中的真二次电子发射系数计算模型, 建立起一种二次电子发射的复合唯象模型. 该模型不仅适用于倍增击穿过程的数值模拟, 还很大程度上提高了与实验数据拟合的准确性. 通过对银和铝合金两种材料二次电子发射系数实验结果和模型拟合结果的对比发现, 在不同入射角情况下, 复合唯象模型的平均误差较原有两种模型降低了10%以上.
二次电子发射模型的精度对二次电子倍增击穿阈值的模拟计算影响很大, 针对现有两种经典二次电子发射唯象模型的不足, 以修正Vaughan模型作为Furman模型中的真二次电子发射系数计算模型, 建立起一种二次电子发射的复合唯象模型. 该模型不仅适用于倍增击穿过程的数值模拟, 还很大程度上提高了与实验数据拟合的准确性. 通过对银和铝合金两种材料二次电子发射系数实验结果和模型拟合结果的对比发现, 在不同入射角情况下, 复合唯象模型的平均误差较原有两种模型降低了10%以上.
应用分光光度计测量Te/TeO2-SiO2复合薄膜的透射光谱和吸收光谱, 在480nm附近观察到Te颗粒引起的等离子体共振吸收峰; 采用Z扫描技术研究了共振(激发波长为532 nm)和非共振情况下(激发波长1064 nm) 不同电位制备薄膜的Te颗粒状态与复合薄膜的三阶非线性极化率的关系. 基于有效介质理论对复合薄膜的三阶非线性效应进行分析, 研究Te颗粒大小对Te/TeO2-SiO2复合薄膜的非线性光学性质的影响及其产生机理. 结果表明薄膜制备过电位增大, Te的粒径减小, 颗粒数量多, 颗粒分布趋于均匀, 使得金属颗粒的表面等离子体共振峰红移, 吸收强度增强, 导致三阶非线性光学效应增强, χ(3)由1064 nm的5.12×10-7 esu增大为532 nm的8.11×10-7 esu.
应用分光光度计测量Te/TeO2-SiO2复合薄膜的透射光谱和吸收光谱, 在480nm附近观察到Te颗粒引起的等离子体共振吸收峰; 采用Z扫描技术研究了共振(激发波长为532 nm)和非共振情况下(激发波长1064 nm) 不同电位制备薄膜的Te颗粒状态与复合薄膜的三阶非线性极化率的关系. 基于有效介质理论对复合薄膜的三阶非线性效应进行分析, 研究Te颗粒大小对Te/TeO2-SiO2复合薄膜的非线性光学性质的影响及其产生机理. 结果表明薄膜制备过电位增大, Te的粒径减小, 颗粒数量多, 颗粒分布趋于均匀, 使得金属颗粒的表面等离子体共振峰红移, 吸收强度增强, 导致三阶非线性光学效应增强, χ(3)由1064 nm的5.12×10-7 esu增大为532 nm的8.11×10-7 esu.
采用类金属透明模型合金丁二腈-1.8 wt%丙酮(SCN-1.8 wt%Ace)合金, 研究了平行于生长界面前沿的液相对流对定向凝固胞/枝晶生长行为及胞/枝晶间距的影响. 对于胞晶生长, 在液相对流作用下, 其尖端将会出现分岔, 使得胞晶间距减小, 并且液相对流流速越大, 胞晶尖端分岔越明显, 胞晶组织越细小, 胞晶间距越小. 至于枝晶生长, 其生长行为与胞晶不同. 当抽拉速度较小时, 液相对流作用下枝晶两侧三次臂的生长速度将会超过枝晶尖端生长速度, 形成新的枝晶列, 使得枝晶一次间距减小, 并且液相对流流速越大枝晶一次间距越小; 当抽拉速度较大时, 液相对流作用下迎流侧二次臂生长发达,且会抑制上游枝晶生长, 使得枝晶一次间距增大, 并且液相对流越强枝晶一次间距越大.
采用类金属透明模型合金丁二腈-1.8 wt%丙酮(SCN-1.8 wt%Ace)合金, 研究了平行于生长界面前沿的液相对流对定向凝固胞/枝晶生长行为及胞/枝晶间距的影响. 对于胞晶生长, 在液相对流作用下, 其尖端将会出现分岔, 使得胞晶间距减小, 并且液相对流流速越大, 胞晶尖端分岔越明显, 胞晶组织越细小, 胞晶间距越小. 至于枝晶生长, 其生长行为与胞晶不同. 当抽拉速度较小时, 液相对流作用下枝晶两侧三次臂的生长速度将会超过枝晶尖端生长速度, 形成新的枝晶列, 使得枝晶一次间距减小, 并且液相对流流速越大枝晶一次间距越小; 当抽拉速度较大时, 液相对流作用下迎流侧二次臂生长发达,且会抑制上游枝晶生长, 使得枝晶一次间距增大, 并且液相对流越强枝晶一次间距越大.
在波束波导和反射面天线的馈源应用中, 为了产生低副瓣且方向图等化的高斯波束, 需要将高功率微波转换为准高斯模HE11模辐射. 本文利用弯曲圆波导可同时从TM01模产生TE11模和TM11模的原理, 提出了采用双弯曲过模圆波导结构直接将TM01转换为HE11的模式变换器, 避免了常规微波领域中首先将TM01转换为TE11再用波纹式或半径渐变式TE11-HE11转换器转换为准高斯波束功率容量不足或尺寸过长的不足. 基于模式耦合理论和Taguchi优化算法对模式变换器的弯曲半径、相移直端长度及引入位置进行了优化, 使输出的TE11和TM11成一定比率, 以组成HE11模式, 并对设计的模式变换器进行了全电磁波仿真分析, 结果表明输出波束的标量高斯含量在9.05–9.8 GHz范围内均高于99%, 理论功率容量可达4.5 GW.
在波束波导和反射面天线的馈源应用中, 为了产生低副瓣且方向图等化的高斯波束, 需要将高功率微波转换为准高斯模HE11模辐射. 本文利用弯曲圆波导可同时从TM01模产生TE11模和TM11模的原理, 提出了采用双弯曲过模圆波导结构直接将TM01转换为HE11的模式变换器, 避免了常规微波领域中首先将TM01转换为TE11再用波纹式或半径渐变式TE11-HE11转换器转换为准高斯波束功率容量不足或尺寸过长的不足. 基于模式耦合理论和Taguchi优化算法对模式变换器的弯曲半径、相移直端长度及引入位置进行了优化, 使输出的TE11和TM11成一定比率, 以组成HE11模式, 并对设计的模式变换器进行了全电磁波仿真分析, 结果表明输出波束的标量高斯含量在9.05–9.8 GHz范围内均高于99%, 理论功率容量可达4.5 GW.
星载极化相关型全极化微波辐射计是一种新型空间被动微波遥感仪器, 为海面风场等海洋大气环境参数的遥感探测提供了重要技术途径. 天线交叉极化校正是其数据预处理算法的重要环节. 本文针对星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化校正需求, 以极化相干检测理论为基础, 结合Stokes参数的定义, 自主推导了其适用的全极化天线温度方程. 该方程针对四个Stokes参数天线温度, 引入了Stokes参数之间交叉极化的振幅和相位, 并考虑了极化旋转角对天线方向图计算的影响. 最后, 建立了天线扫描波束与地球场景的几何对应关系, 对天线温度方程中各参数的确定方法进行了探讨. 全极化天线温度方程的建立为进一步开展星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化校正奠定了基础.
星载极化相关型全极化微波辐射计是一种新型空间被动微波遥感仪器, 为海面风场等海洋大气环境参数的遥感探测提供了重要技术途径. 天线交叉极化校正是其数据预处理算法的重要环节. 本文针对星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化校正需求, 以极化相干检测理论为基础, 结合Stokes参数的定义, 自主推导了其适用的全极化天线温度方程. 该方程针对四个Stokes参数天线温度, 引入了Stokes参数之间交叉极化的振幅和相位, 并考虑了极化旋转角对天线方向图计算的影响. 最后, 建立了天线扫描波束与地球场景的几何对应关系, 对天线温度方程中各参数的确定方法进行了探讨. 全极化天线温度方程的建立为进一步开展星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化校正奠定了基础.
创建了地球场景数据集, 结合全极化微波辐射传输模型, 仿真了地球场景亮温. 基于自主推导的全极化天线温度方程, 通过GRASP9软件生成天线方向图, 模拟了辐射计的天线温度. 进而利用多元线性回归方法, 求取了天线交叉极化校正M矩阵, 实现了对星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化的校正. 试验结果表明: 天线温度与地球场景亮温之间具有良好的线性关系; 天线交叉极化对全极化微波辐射计正交通道亮温影响明显, 尤其以对垂直极化亮温误差的影响最为显著; 校正后各通道的天线交叉极化得到了有效的减小, 交叉极化优于-23 dB, 极化纯度大于99.5%, 采用M矩阵校正及消除天线温度中交叉极化亮温影响的方案是切实可行的. 该校正技术可以实现星载极化相关型全极化微波辐射计在轨运行后对于天线交叉极化的最终校正.
创建了地球场景数据集, 结合全极化微波辐射传输模型, 仿真了地球场景亮温. 基于自主推导的全极化天线温度方程, 通过GRASP9软件生成天线方向图, 模拟了辐射计的天线温度. 进而利用多元线性回归方法, 求取了天线交叉极化校正M矩阵, 实现了对星载极化相关型全极化微波辐射计天线交叉极化的校正. 试验结果表明: 天线温度与地球场景亮温之间具有良好的线性关系; 天线交叉极化对全极化微波辐射计正交通道亮温影响明显, 尤其以对垂直极化亮温误差的影响最为显著; 校正后各通道的天线交叉极化得到了有效的减小, 交叉极化优于-23 dB, 极化纯度大于99.5%, 采用M矩阵校正及消除天线温度中交叉极化亮温影响的方案是切实可行的. 该校正技术可以实现星载极化相关型全极化微波辐射计在轨运行后对于天线交叉极化的最终校正.
本文使用等效偶极子理论和相位叠加原理对准光输出结构进行了理论分析, 并在此基础上对准光渐变输出结构进行了一系列的改进设计, 通过对冷腔特性包括特性阻抗、耦合系数、有载Q值、模式分布均匀性等方面的详细研究, 发现抛物线渐变准光输出腔相比于直线渐变、三角形渐变和切比雪夫渐变结构具有更好的冷场性质, 对改善带状注速调放大器的互作用效率和工作带宽有一定的优势. 在此设计基础上加工了5间隙直线渐变结构准光输出耦合器.
本文使用等效偶极子理论和相位叠加原理对准光输出结构进行了理论分析, 并在此基础上对准光渐变输出结构进行了一系列的改进设计, 通过对冷腔特性包括特性阻抗、耦合系数、有载Q值、模式分布均匀性等方面的详细研究, 发现抛物线渐变准光输出腔相比于直线渐变、三角形渐变和切比雪夫渐变结构具有更好的冷场性质, 对改善带状注速调放大器的互作用效率和工作带宽有一定的优势. 在此设计基础上加工了5间隙直线渐变结构准光输出耦合器.
提出了一种用于认知无线电线性加权协作频谱感知的改进混合蛙跳算法(shuffled frog leaping algorithm, SFLA) 的群体初始化技术, 提出在SFLA初始群体中包含基于修正偏差因子所得的解, 从而改进算法初期性能. 仿真结果表明相比于传统群体初始化技术, 本文所提出的群体初始化技术能够以更快的速率得到期望解, 从而节约计算时间, 更有利于实时应用
提出了一种用于认知无线电线性加权协作频谱感知的改进混合蛙跳算法(shuffled frog leaping algorithm, SFLA) 的群体初始化技术, 提出在SFLA初始群体中包含基于修正偏差因子所得的解, 从而改进算法初期性能. 仿真结果表明相比于传统群体初始化技术, 本文所提出的群体初始化技术能够以更快的速率得到期望解, 从而节约计算时间, 更有利于实时应用
针对认知无线电系统中频谱检测的频率直接影响系统容量以及与授权用户产生冲突的概率问题,分析了授权用户频谱使用的特性, 对授权用户行为进行统计建模, 提出一种自适应频谱检测算法. 引入控制因子, 在保证认知无线电系统稳定性的约束下, 自适应调整频谱感知的频率从而提高频谱利用率并减小系统冲突概率和检测开销, 进而降低了系统的能量消耗. 仿真结果表明, 该算法在保证不对授权用户产生干扰和一定的系统稳定性条件下, 有效地提高了系统的容量,并且具有良好的实用性和灵活性.
针对认知无线电系统中频谱检测的频率直接影响系统容量以及与授权用户产生冲突的概率问题,分析了授权用户频谱使用的特性, 对授权用户行为进行统计建模, 提出一种自适应频谱检测算法. 引入控制因子, 在保证认知无线电系统稳定性的约束下, 自适应调整频谱感知的频率从而提高频谱利用率并减小系统冲突概率和检测开销, 进而降低了系统的能量消耗. 仿真结果表明, 该算法在保证不对授权用户产生干扰和一定的系统稳定性条件下, 有效地提高了系统的容量,并且具有良好的实用性和灵活性.
本文主要介绍'荧光-1'实验装置物理参数设计, 并依据半经验公式预估在实验装置上可能达到的磁化等离子体状态参数. 理论设计结果表明: '荧光-1'实验装置最大放电电流1.5 MA, 四分之一周期3 μs, 最大反向磁场4 T; 以此为实验平台, 当θ箍缩线圈内充气压力50 mTorr(D2气体)时, 形成的等离子体靶直径约为2 cm, 长度17 cm; 等离子体靶密度6.6×1016 cm-3, 温度 (Ti+Te) 约300 eV; 等离子体平均β值为0.95. 该状态参数接近磁化靶聚变所要求的等离子体靶初始状态参数.
本文主要介绍'荧光-1'实验装置物理参数设计, 并依据半经验公式预估在实验装置上可能达到的磁化等离子体状态参数. 理论设计结果表明: '荧光-1'实验装置最大放电电流1.5 MA, 四分之一周期3 μs, 最大反向磁场4 T; 以此为实验平台, 当θ箍缩线圈内充气压力50 mTorr(D2气体)时, 形成的等离子体靶直径约为2 cm, 长度17 cm; 等离子体靶密度6.6×1016 cm-3, 温度 (Ti+Te) 约300 eV; 等离子体平均β值为0.95. 该状态参数接近磁化靶聚变所要求的等离子体靶初始状态参数.
使用等离子体活化硒源对电沉积制备的Cu-In-Ga金属预制层进行了硒化处理时, 发现等离子体功率对Cu(In1-xGax)Se2(CIGS)晶粒的生长有重要影响, 当等离子体功率为75 W时, 制备出单一Cu(In0.7Ga0.3)Se2相的CIGS薄膜. 通过对不同衬底温度的等离子体活化硒源硒化的CIGS 薄膜进行了研究与分析, 并与普通硒化后的薄膜进行对比, 发现高活性硒在低温下会促进Ga-Se二元相的生成, 从而有利于Cu(In0.7Ga0.3)Se2单相的生长. 对等离子体硒化后的CIGS薄膜进行了电池制备, 发现单相CIGS薄膜没有显著提高电池性能. 通过优化工艺, 所制备的CIGS电池效率达到了9.4%.
使用等离子体活化硒源对电沉积制备的Cu-In-Ga金属预制层进行了硒化处理时, 发现等离子体功率对Cu(In1-xGax)Se2(CIGS)晶粒的生长有重要影响, 当等离子体功率为75 W时, 制备出单一Cu(In0.7Ga0.3)Se2相的CIGS薄膜. 通过对不同衬底温度的等离子体活化硒源硒化的CIGS 薄膜进行了研究与分析, 并与普通硒化后的薄膜进行对比, 发现高活性硒在低温下会促进Ga-Se二元相的生成, 从而有利于Cu(In0.7Ga0.3)Se2单相的生长. 对等离子体硒化后的CIGS薄膜进行了电池制备, 发现单相CIGS薄膜没有显著提高电池性能. 通过优化工艺, 所制备的CIGS电池效率达到了9.4%.
基于量子点材料的特殊物理性能和量子点聚合物复合材料高的光电转换性能, 本文在MOPPV溶液中制备了粒度可控、 结晶性好、颗粒尺寸约为3.75 nm的ZnSe量子点材料, 最终获得不同质量比的MOPPV/ZnSe复合材料. 分别使用X射线衍射、透射电子显微镜、紫外可见吸收光谱等研究其特性结果表明MOPPV与ZnSe量子点可以有效地复合且发生光诱导电荷转移; 通过对MOPPV、ZnSe和MOPPV/ZnSe复合材料太阳电池性能的研究发现, 与MOPPV和ZnSe单体相比复合材料光伏特性呈现增加的趋势, 并且复合材料光电性能随着ZnSe量子点材料质量浓度的增加呈现先增大后减小的现象, 当MOPPV和ZnSe的质量比为1:1时, 其转换效率最大, 开路电压为0.516 V, 短路电流为2.018 mA, 填充因子为25.53%, 转换效率为0.167%.
基于量子点材料的特殊物理性能和量子点聚合物复合材料高的光电转换性能, 本文在MOPPV溶液中制备了粒度可控、 结晶性好、颗粒尺寸约为3.75 nm的ZnSe量子点材料, 最终获得不同质量比的MOPPV/ZnSe复合材料. 分别使用X射线衍射、透射电子显微镜、紫外可见吸收光谱等研究其特性结果表明MOPPV与ZnSe量子点可以有效地复合且发生光诱导电荷转移; 通过对MOPPV、ZnSe和MOPPV/ZnSe复合材料太阳电池性能的研究发现, 与MOPPV和ZnSe单体相比复合材料光伏特性呈现增加的趋势, 并且复合材料光电性能随着ZnSe量子点材料质量浓度的增加呈现先增大后减小的现象, 当MOPPV和ZnSe的质量比为1:1时, 其转换效率最大, 开路电压为0.516 V, 短路电流为2.018 mA, 填充因子为25.53%, 转换效率为0.167%.
本文基于井筒与地层间能量平衡原理, 将井筒钻井液划分成不同径向单元网格, 建立了考虑径向温度梯度条件下钻井液层间温度模型; 同时引入钻井液轴向导热项, 建立了钻井液轴向导热温度模型, 将数学模型应用隐式有限差分法离散与求解. 计算结果表明: 钻井液径向温度梯度对井筒径向与轴向温度产生的误差分别为0.15 ℃和0.2 ℃左右; 而钻井液轴向导热对井筒温度分布几乎不产生影响. 因此, 通过建立的数学模型进行系统分析表明, 在建立井筒-地层耦合瞬态传热模型时可忽略两者对井筒温度分布的影响. 基于数学建模方法验证了以前学者模型假设条件的正确性, 为油气井与地热井井下温度分布规律深入研究奠定了可靠的理论基础.
本文基于井筒与地层间能量平衡原理, 将井筒钻井液划分成不同径向单元网格, 建立了考虑径向温度梯度条件下钻井液层间温度模型; 同时引入钻井液轴向导热项, 建立了钻井液轴向导热温度模型, 将数学模型应用隐式有限差分法离散与求解. 计算结果表明: 钻井液径向温度梯度对井筒径向与轴向温度产生的误差分别为0.15 ℃和0.2 ℃左右; 而钻井液轴向导热对井筒温度分布几乎不产生影响. 因此, 通过建立的数学模型进行系统分析表明, 在建立井筒-地层耦合瞬态传热模型时可忽略两者对井筒温度分布的影响. 基于数学建模方法验证了以前学者模型假设条件的正确性, 为油气井与地热井井下温度分布规律深入研究奠定了可靠的理论基础.
本文探索了一种直接测量W-J参数的方法. 实验选用NaCl作为试样, 在快速压缩过程中原位测量样品的温度和压力的变化值. 通过温度修正使测量值在原理上更符合等熵压缩过程的结果, 并采用大幅度增压结合中值定理得出中点压力处温度随压力的变化率, 进而根据R=(P/T) (T/P)S关系式求出W-J参数, 整个过程没有引入其他参数. 此外, 作为对比, 我们还从相关的物态方程、经验公式和已知参数出发计算了NaCl的W-J参数及其随压力变化的关系. 结果表明: 实验测得的NaCl的W-J参数随压力增加而增加; 实验结果与计算值符合得很好. 这说明快速增压直接测量物质的W-J参数是一种可行且可靠的方法.
本文探索了一种直接测量W-J参数的方法. 实验选用NaCl作为试样, 在快速压缩过程中原位测量样品的温度和压力的变化值. 通过温度修正使测量值在原理上更符合等熵压缩过程的结果, 并采用大幅度增压结合中值定理得出中点压力处温度随压力的变化率, 进而根据R=(P/T) (T/P)S关系式求出W-J参数, 整个过程没有引入其他参数. 此外, 作为对比, 我们还从相关的物态方程、经验公式和已知参数出发计算了NaCl的W-J参数及其随压力变化的关系. 结果表明: 实验测得的NaCl的W-J参数随压力增加而增加; 实验结果与计算值符合得很好. 这说明快速增压直接测量物质的W-J参数是一种可行且可靠的方法.
利用无线电全息方法, 如正则变换方法或全谱反演方法, 可以有效地解决大气多路径条件下GPS掩星信号的反演问题. 本文采用正则变换方法反演掩星资料, 模拟仿真反演结果显示正则变换方法可以准确地反演包含大气多路径效应的信号. 在模拟信号的相位中加入不同程度的高斯相位噪声后, 正则变换方法的反演结果会受到不同程度的影响. 用正则变换方法对2007年第71天至73天共约4500个COSMIC数据进行处理. 将其折射率反演结果和atmPrf资料 (利用全谱反演方法计算得到) 一起, 与对应的ECMWF 分析场资料进行统计比较, 结果表明: 在5 km以下, 正则变换方法计算的折射率的相对误差的平均值普遍大于atmPrf资料. 其原因可能为: 正则变换方法将信号从LEO轨迹后传播至辅助屏, 造成孔径缩小, 精度下降. 同时也讨论了信号截断对低对流层中反演精度和掩星个数的影响.
利用无线电全息方法, 如正则变换方法或全谱反演方法, 可以有效地解决大气多路径条件下GPS掩星信号的反演问题. 本文采用正则变换方法反演掩星资料, 模拟仿真反演结果显示正则变换方法可以准确地反演包含大气多路径效应的信号. 在模拟信号的相位中加入不同程度的高斯相位噪声后, 正则变换方法的反演结果会受到不同程度的影响. 用正则变换方法对2007年第71天至73天共约4500个COSMIC数据进行处理. 将其折射率反演结果和atmPrf资料 (利用全谱反演方法计算得到) 一起, 与对应的ECMWF 分析场资料进行统计比较, 结果表明: 在5 km以下, 正则变换方法计算的折射率的相对误差的平均值普遍大于atmPrf资料. 其原因可能为: 正则变换方法将信号从LEO轨迹后传播至辅助屏, 造成孔径缩小, 精度下降. 同时也讨论了信号截断对低对流层中反演精度和掩星个数的影响.
传统突变检测方法往往将突变检测的关键放在'突变点'上而忽略突变事件发生、发展乃至消亡的过程. 本文提出一种新的检测突变过程的方法, 其基于Logistic模型推导出能够反应均值突变过程的分段函数, 利用分段函数对实际时间序列进行参数提取, 借助参数的物理意义, 研究分析完整的突变过程, 从而加深对突变过程性的理解和认识, 为进一步研究突变的形成机理、影响因素乃至发展趋势奠定重要的科学基础. 文章还对太平洋年代际振荡 (PDO) 指数进行突变过程性检测, 发现1940/1942, 1977, 1987年开始序列发生突变, 突变持续时间锁定在某些固定值, 并且系统相图表明一般性系统存在三种基本的状态.
传统突变检测方法往往将突变检测的关键放在'突变点'上而忽略突变事件发生、发展乃至消亡的过程. 本文提出一种新的检测突变过程的方法, 其基于Logistic模型推导出能够反应均值突变过程的分段函数, 利用分段函数对实际时间序列进行参数提取, 借助参数的物理意义, 研究分析完整的突变过程, 从而加深对突变过程性的理解和认识, 为进一步研究突变的形成机理、影响因素乃至发展趋势奠定重要的科学基础. 文章还对太平洋年代际振荡 (PDO) 指数进行突变过程性检测, 发现1940/1942, 1977, 1987年开始序列发生突变, 突变持续时间锁定在某些固定值, 并且系统相图表明一般性系统存在三种基本的状态.
本文报道了一种新的物理现象–一级相变时 (熔融结晶, 蒸气冷凝或沉淀)的红外特征辐射. 实验结果根据相应的理论模型来进行分析. 此理论模型是基于一个论断, 那就是粒子(原子, 分子, 团簇)从高能级亚稳态 (气态或液态) 向低能级稳态 (液态或结晶态) 相变时释放出一个或多个光子. 这些光子的能量取决于相变潜热和新相粒子的结合特性. 对所有研究过的物质来说, 这种能量集中在红外区. 这就是为什么这种辐射被称作红外特征辐射. 在雾和云的形成过程中, 水发生了结晶、冷凝、升华, 从而产生了大量红外辐射留在了大气中. 因而, 该研究的结果必然对大气现象有很重要的影响: 它是地球冷却的因素之一; 冰雹云的形成伴随着强烈的红外辐射, 这种辐射可用来表征高能相转化为低能相的过程, 可以作为一种气象预警. 红外特征辐射似乎可以用来解释木星的呈红色现象. 它可以用于大气储能, 就此, 继风能、水能、太阳能、地热能后, 红外特征辐射成为生态学上第五种纯净的能源.
本文报道了一种新的物理现象–一级相变时 (熔融结晶, 蒸气冷凝或沉淀)的红外特征辐射. 实验结果根据相应的理论模型来进行分析. 此理论模型是基于一个论断, 那就是粒子(原子, 分子, 团簇)从高能级亚稳态 (气态或液态) 向低能级稳态 (液态或结晶态) 相变时释放出一个或多个光子. 这些光子的能量取决于相变潜热和新相粒子的结合特性. 对所有研究过的物质来说, 这种能量集中在红外区. 这就是为什么这种辐射被称作红外特征辐射. 在雾和云的形成过程中, 水发生了结晶、冷凝、升华, 从而产生了大量红外辐射留在了大气中. 因而, 该研究的结果必然对大气现象有很重要的影响: 它是地球冷却的因素之一; 冰雹云的形成伴随着强烈的红外辐射, 这种辐射可用来表征高能相转化为低能相的过程, 可以作为一种气象预警. 红外特征辐射似乎可以用来解释木星的呈红色现象. 它可以用于大气储能, 就此, 继风能、水能、太阳能、地热能后, 红外特征辐射成为生态学上第五种纯净的能源.