研究具有幂律记忆性的带反馈耦合布朗马达的定向输运现象, 引入分数阶理论, 建立了带反馈的分数阶耦合布朗马达模型, 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. 仿真结果表明, 系统的记忆性通过影响带反馈的棘齿势的打开和闭合而影响粒子的定向输运, 即当系统的阶数在较小的范围内, 系统的记忆性会使带反馈的棘齿势的开关频率增加, 从而增大定向流速; 当系统其他参数(势垒高度、噪声强度等)固定时, 输运速度随着阶数的变化出现广义随机共振现象.
研究具有幂律记忆性的带反馈耦合布朗马达的定向输运现象, 引入分数阶理论, 建立了带反馈的分数阶耦合布朗马达模型, 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. 仿真结果表明, 系统的记忆性通过影响带反馈的棘齿势的打开和闭合而影响粒子的定向输运, 即当系统的阶数在较小的范围内, 系统的记忆性会使带反馈的棘齿势的开关频率增加, 从而增大定向流速; 当系统其他参数(势垒高度、噪声强度等)固定时, 输运速度随着阶数的变化出现广义随机共振现象.
研究了一类可变禁区不连续系统的加周期分岔行为, 发现由可变禁区导致不同类型的加周期分岔. 研究表明, 系统的迭代轨道和禁区的上下两个边界均可发生边界碰撞, 从而产生加周期分岔. 基于边界碰撞分岔理论, 定义基本的迭代单元, 解析推导出了相应的分岔曲线, 在全参数空间中给出了不同加周期所出现的范围. 与数值模拟结果比较, 理论分析结果与数值结果高度一致.
研究了一类可变禁区不连续系统的加周期分岔行为, 发现由可变禁区导致不同类型的加周期分岔. 研究表明, 系统的迭代轨道和禁区的上下两个边界均可发生边界碰撞, 从而产生加周期分岔. 基于边界碰撞分岔理论, 定义基本的迭代单元, 解析推导出了相应的分岔曲线, 在全参数空间中给出了不同加周期所出现的范围. 与数值模拟结果比较, 理论分析结果与数值结果高度一致.
针对机载平台特殊环境下激光测距的概率特性, 建立了脉冲回波信号的理论分析模型, 得出了不同信噪比情况下脉冲回波信号包络的概率密度分布函数. 结果表明: 信噪比的降低通过回波波形直接导致测距离散数据的不同分布, 大信噪比时呈现高斯分布, 小信噪比时近似瑞利分布, 一般情况符合莱斯分布; 根据恒比定时时刻鉴别方法, 在获取大量实验数据的基础上, 实验结果验证了理论模型的合理性. 对以“方差”定义的测距精度不适用的情况下, 引入测量不确定度的概念, 结合不确定度原理, 通过分布区间概率量化了实验结果, 提出了一种新的评价机载激光测距性能的方法, 该方法能够克服传统评价指标的单一性以及不合理性, 同时为机载光电系统的性能测试与评估提供了参考意义.
针对机载平台特殊环境下激光测距的概率特性, 建立了脉冲回波信号的理论分析模型, 得出了不同信噪比情况下脉冲回波信号包络的概率密度分布函数. 结果表明: 信噪比的降低通过回波波形直接导致测距离散数据的不同分布, 大信噪比时呈现高斯分布, 小信噪比时近似瑞利分布, 一般情况符合莱斯分布; 根据恒比定时时刻鉴别方法, 在获取大量实验数据的基础上, 实验结果验证了理论模型的合理性. 对以“方差”定义的测距精度不适用的情况下, 引入测量不确定度的概念, 结合不确定度原理, 通过分布区间概率量化了实验结果, 提出了一种新的评价机载激光测距性能的方法, 该方法能够克服传统评价指标的单一性以及不合理性, 同时为机载光电系统的性能测试与评估提供了参考意义.
随着光钟研究的发展, 光钟的稳定度和不确定度均达到10-18量级. 通过光纤可以实现光钟频率信号的高精度传输, 有望用于未来“秒”定义的复现. 演示了百公里级实验室光纤上的光学频率传递. 对于在实验室70 km光纤盘上实现的光频传递, 光纤相位噪声抑制在1-250 Hz傅里叶频率范围内均接近于光纤延时极限, 对应传输稳定度(Allan偏差)为秒级稳定度1.2×10-15, 10000 s稳定度为1.4×10-18. 实验室100 km光纤的光频传递秒级稳定度也达到了5×10-15. 提出了光纤噪声用户端补偿的方案, 可以简化星形传递网络中心站的复杂度. 在25 km光纤上演示了该传递方案, 实现的传输稳定度接近传统前置补偿传递方案.
随着光钟研究的发展, 光钟的稳定度和不确定度均达到10-18量级. 通过光纤可以实现光钟频率信号的高精度传输, 有望用于未来“秒”定义的复现. 演示了百公里级实验室光纤上的光学频率传递. 对于在实验室70 km光纤盘上实现的光频传递, 光纤相位噪声抑制在1-250 Hz傅里叶频率范围内均接近于光纤延时极限, 对应传输稳定度(Allan偏差)为秒级稳定度1.2×10-15, 10000 s稳定度为1.4×10-18. 实验室100 km光纤的光频传递秒级稳定度也达到了5×10-15. 提出了光纤噪声用户端补偿的方案, 可以简化星形传递网络中心站的复杂度. 在25 km光纤上演示了该传递方案, 实现的传输稳定度接近传统前置补偿传递方案.
基于栅极控制脉冲发射X射线源与单光子探测技术的X射线通信语音方案已经在实验室实现, 为探索未来X射线深空通信应用打下了坚实的基础. 实验室X射线语音通信演示系统实现后, 迫切需要测试X射线通信系统的误码率性能. 在泊松噪声模型下对X射线通信演示系统的理论分析的基础上, 使用基于现场可编程门阵列的误码率测量方法对开关键控调制方式下X 射线通信误码率进行测量. 通过实验测量发现, 要实现语音通信, 系统误码率应该达到10-4 量级; 分析、测量了现有系统在开关键控调制方式下不同速率对应的误码率, 论证了泊松噪声模型理论分析现有X射线通信系统的合理性; 分析提出了限制现有实验室条件下X 射线通信误码率性能的主要因素.
基于栅极控制脉冲发射X射线源与单光子探测技术的X射线通信语音方案已经在实验室实现, 为探索未来X射线深空通信应用打下了坚实的基础. 实验室X射线语音通信演示系统实现后, 迫切需要测试X射线通信系统的误码率性能. 在泊松噪声模型下对X射线通信演示系统的理论分析的基础上, 使用基于现场可编程门阵列的误码率测量方法对开关键控调制方式下X 射线通信误码率进行测量. 通过实验测量发现, 要实现语音通信, 系统误码率应该达到10-4 量级; 分析、测量了现有系统在开关键控调制方式下不同速率对应的误码率, 论证了泊松噪声模型理论分析现有X射线通信系统的合理性; 分析提出了限制现有实验室条件下X 射线通信误码率性能的主要因素.
针对一种新型的双路激光混沌复用系统, 建立相应的速率方程模型, 详细分析了两个主激光器的单个参数失配、多个参数同时失配、反馈强度差异以及频率失谐对混沌同步性能的影响, 并对此复用系统的安全性能和频谱性能进行了研究. 研究结果表明: 采用参数失配方案, 通过合理选择两个主激光器的参数, 可以保证两个主激光器之间的同步性能较差而两对主从激光器间实现高品质的混沌同步, 因此满足双路激光混沌复用的条件; 两个主激光器之间的参数失配对它们之间的同步性能影响较大, 然而对配对主从激光器间同步性能的影响并不明显, 进一步说明参数失配方案的有效性和可行性. 另外, 通过自相关函数和频谱分别分析混沌复用信号的时域和频域特征, 发现双路激光混沌复用系统可提供更高的安全性.
针对一种新型的双路激光混沌复用系统, 建立相应的速率方程模型, 详细分析了两个主激光器的单个参数失配、多个参数同时失配、反馈强度差异以及频率失谐对混沌同步性能的影响, 并对此复用系统的安全性能和频谱性能进行了研究. 研究结果表明: 采用参数失配方案, 通过合理选择两个主激光器的参数, 可以保证两个主激光器之间的同步性能较差而两对主从激光器间实现高品质的混沌同步, 因此满足双路激光混沌复用的条件; 两个主激光器之间的参数失配对它们之间的同步性能影响较大, 然而对配对主从激光器间同步性能的影响并不明显, 进一步说明参数失配方案的有效性和可行性. 另外, 通过自相关函数和频谱分别分析混沌复用信号的时域和频域特征, 发现双路激光混沌复用系统可提供更高的安全性.
卫星上某些介质结构会遭遇较大范围的温度变化, 其电导率会随之出现数量级的变化, 这将显著影响内带电结果. 受限于电导率-温度模型和内带电三维仿真工具, 该温度效应远没有得到深入研究. 为此, 在真空变温(253-353 K)和强电场(MV/m量级)条件下测试了某种星用改性聚酰亚胺介质的电导率, 借鉴Arrhenius电导率-温度模型并考虑强电场下电导率的增强效应, 发现电导活化能取值为0.40 eV时, 可得到良好的拟合结果. 在此基础上, 同时考虑辐射诱导电导率, 采用地球同步轨道恶劣电子辐射能谱, 对该类介质盘环结构进行内带电三维仿真, 发现其内带电程度随温度降低而显著增加, 带电最严重的区域位于靠近辐射源的接地面边线. 温度低于250 K时, 2 mm屏蔽铝板下该区域的场强可达到107 V/m量级, 发生介质击穿放电的可能性较大. 所讨论的电导率-温度模型与内带电三维建模方法对进一步评估卫星介质结构内带电程度和做好防护设计具有重要参考意义.
卫星上某些介质结构会遭遇较大范围的温度变化, 其电导率会随之出现数量级的变化, 这将显著影响内带电结果. 受限于电导率-温度模型和内带电三维仿真工具, 该温度效应远没有得到深入研究. 为此, 在真空变温(253-353 K)和强电场(MV/m量级)条件下测试了某种星用改性聚酰亚胺介质的电导率, 借鉴Arrhenius电导率-温度模型并考虑强电场下电导率的增强效应, 发现电导活化能取值为0.40 eV时, 可得到良好的拟合结果. 在此基础上, 同时考虑辐射诱导电导率, 采用地球同步轨道恶劣电子辐射能谱, 对该类介质盘环结构进行内带电三维仿真, 发现其内带电程度随温度降低而显著增加, 带电最严重的区域位于靠近辐射源的接地面边线. 温度低于250 K时, 2 mm屏蔽铝板下该区域的场强可达到107 V/m量级, 发生介质击穿放电的可能性较大. 所讨论的电导率-温度模型与内带电三维建模方法对进一步评估卫星介质结构内带电程度和做好防护设计具有重要参考意义.
介于惯性约束聚变与磁约束聚变之间的磁化靶聚变技术, 可能是一种实现纯聚变更低廉更有效的途径. 磁化靶聚变一般分为三个过程: 形成过程、传输过程和内爆压缩过程. 利用二维磁流体力学模拟程序MPF-2D, 对反场构形的传输过程进行了理论研究. 结果显示, 反场构形在传输过程中必须外加适当的磁场, 使得其内外磁压平衡, 才能维持其拓扑结构并进行稳定的传输. 还对初始磁压、传输磁场以及线圈间隙对反场构形传输过程的影响进行了详细的分析.
介于惯性约束聚变与磁约束聚变之间的磁化靶聚变技术, 可能是一种实现纯聚变更低廉更有效的途径. 磁化靶聚变一般分为三个过程: 形成过程、传输过程和内爆压缩过程. 利用二维磁流体力学模拟程序MPF-2D, 对反场构形的传输过程进行了理论研究. 结果显示, 反场构形在传输过程中必须外加适当的磁场, 使得其内外磁压平衡, 才能维持其拓扑结构并进行稳定的传输. 还对初始磁压、传输磁场以及线圈间隙对反场构形传输过程的影响进行了详细的分析.
在神光III原型装置上利用8路6400 J/1 ns激光注入Φ1100 μm×1850 μm的黑腔内产生约200 eV的高温辐射场均匀辐照填充氘氘燃料的靶丸实现内爆. 实验中, 保持靶丸的内径一致, 通过改变靶丸烧蚀层厚度的方式实现不同收缩比的内爆. 通过闪烁体探测器、分幅相机等多套诊断设备获取了中子产额、X光bang-time (聚变反应产生X光时刻)、飞行轨迹、热斑形状等关键内爆参数. 结合一维数值模拟表明: 对于小收缩比内爆, 受到非一维因素的影响小, 其YOC1D(实验测量中子产额与干净一维数值模拟计算结果之比)可以达到34%; 对于中等收缩比内爆, 受到非一维因素的影响显著, 其YOC1D仅仅为2.3%.
在神光III原型装置上利用8路6400 J/1 ns激光注入Φ1100 μm×1850 μm的黑腔内产生约200 eV的高温辐射场均匀辐照填充氘氘燃料的靶丸实现内爆. 实验中, 保持靶丸的内径一致, 通过改变靶丸烧蚀层厚度的方式实现不同收缩比的内爆. 通过闪烁体探测器、分幅相机等多套诊断设备获取了中子产额、X光bang-time (聚变反应产生X光时刻)、飞行轨迹、热斑形状等关键内爆参数. 结合一维数值模拟表明: 对于小收缩比内爆, 受到非一维因素的影响小, 其YOC1D(实验测量中子产额与干净一维数值模拟计算结果之比)可以达到34%; 对于中等收缩比内爆, 受到非一维因素的影响显著, 其YOC1D仅仅为2.3%.
利用等离子体光学波段自发光成像、光学光谱和光学探针干涉等诊断手段, 观察了纳秒脉冲激光烧蚀固体靶产生的等离子体在外加横向磁场中的膨胀过程. 根据实验参数特征建立了简化的磁流体物理模型, 结合自发光强度的时间演化, 理论计算了等离子体温度和密度参数的时间演化, 理论计算结果与实验测量结果基本符合, 证实了碰撞磁扩散过程在等离子体演化中发挥了关键作用.
利用等离子体光学波段自发光成像、光学光谱和光学探针干涉等诊断手段, 观察了纳秒脉冲激光烧蚀固体靶产生的等离子体在外加横向磁场中的膨胀过程. 根据实验参数特征建立了简化的磁流体物理模型, 结合自发光强度的时间演化, 理论计算了等离子体温度和密度参数的时间演化, 理论计算结果与实验测量结果基本符合, 证实了碰撞磁扩散过程在等离子体演化中发挥了关键作用.
在聚能装药爆炸压缩形成射流的过程中, 伴随着金属药型罩的晶粒细化, 从原始晶粒30-80 μm细化到亚微米甚至纳米量级, 从微观层面研究其细化机理和动态超塑性变形机理具有很重要的科学意义. 采用分子动力学方法模拟了不同晶粒尺寸下纳米多晶铜的单轴拉伸变形行为, 得到了不同晶粒尺寸下的应力-应变曲线, 同时计算了各应力-应变曲线所对应的平均流变应力. 研究发现平均流变应力最大值出现在晶粒尺寸为14.85 nm时. 通过原子构型显示, 给出了典型的位错运动过程和晶界运动过程, 并分析了在不同晶粒尺寸下纳米多晶铜的塑性变形机理. 研究表明: 当晶粒尺寸大于14.85 nm时, 纳米多晶铜的变形机理以位错运动为主; 当晶粒尺寸小于14.85 nm时, 变形机理以晶界运动为主, 变形机理的改变是纳米多晶铜出现软化现象即反常Hall-Petch关系的根本原因. 通过计算结果分析, 建立了晶粒合并和晶界转动相结合的理想变形机理模型, 为研究射流大变形现象提供微观变形机理参考.
在聚能装药爆炸压缩形成射流的过程中, 伴随着金属药型罩的晶粒细化, 从原始晶粒30-80 μm细化到亚微米甚至纳米量级, 从微观层面研究其细化机理和动态超塑性变形机理具有很重要的科学意义. 采用分子动力学方法模拟了不同晶粒尺寸下纳米多晶铜的单轴拉伸变形行为, 得到了不同晶粒尺寸下的应力-应变曲线, 同时计算了各应力-应变曲线所对应的平均流变应力. 研究发现平均流变应力最大值出现在晶粒尺寸为14.85 nm时. 通过原子构型显示, 给出了典型的位错运动过程和晶界运动过程, 并分析了在不同晶粒尺寸下纳米多晶铜的塑性变形机理. 研究表明: 当晶粒尺寸大于14.85 nm时, 纳米多晶铜的变形机理以位错运动为主; 当晶粒尺寸小于14.85 nm时, 变形机理以晶界运动为主, 变形机理的改变是纳米多晶铜出现软化现象即反常Hall-Petch关系的根本原因. 通过计算结果分析, 建立了晶粒合并和晶界转动相结合的理想变形机理模型, 为研究射流大变形现象提供微观变形机理参考.
超级电容器是一种利用界面双电层储能或在电极材料表面及近表面发生快速可逆氧化还原反应而储能的装置, 其特点是功率密度高、循环寿命长. 制备出兼有高能量密度的电极材料是当前超级电容器研究的重点. 以提高电容储能为目标, 通过掺杂N原子来调制石墨烯的电子结构, 使用基于密度泛函理论的第一原理计算了不同N掺杂构型石墨烯的态密度和能带结构, 拟合出了石墨烯的量子电容, 分析了量子电容储能提升的原因.
超级电容器是一种利用界面双电层储能或在电极材料表面及近表面发生快速可逆氧化还原反应而储能的装置, 其特点是功率密度高、循环寿命长. 制备出兼有高能量密度的电极材料是当前超级电容器研究的重点. 以提高电容储能为目标, 通过掺杂N原子来调制石墨烯的电子结构, 使用基于密度泛函理论的第一原理计算了不同N掺杂构型石墨烯的态密度和能带结构, 拟合出了石墨烯的量子电容, 分析了量子电容储能提升的原因.
为了明确热处理温度对熔融法制备PbSe量子点玻璃材料的影响, 实验对比了核化时间、晶化温度、晶化时间对晶体大小、粒度分布和吸收光谱特性的影响. 在相同核化温度、不同晶化温度条件下, 各样品的透射电子显微镜图显示都有一定量的晶体形成, 但其晶化程度、尺寸大小及分布有明显不同. 通过计算晶体粒度分布定量地揭示出, 随着晶化温度的提高, 量子点晶体尺寸逐渐增大, 从而提高了晶体颗粒的浓度. 吸收光谱的测量也表明, 随着晶化温度的升高, 吸收峰从无到有不断增强且出现红移现象. 而当晶化温度较低时, 虽有晶体形成, 但无明显吸收峰, 主要是由于晶体尺寸较小, 浓度较低, 晶体颗粒的吸收峰被背景材料所掩盖. 研究结果可为制备具有一定浓度的不同尺寸的量子点晶体, 进而获得多个波段下较强的吸收和辐射的量子点玻璃提供一定的参考.
为了明确热处理温度对熔融法制备PbSe量子点玻璃材料的影响, 实验对比了核化时间、晶化温度、晶化时间对晶体大小、粒度分布和吸收光谱特性的影响. 在相同核化温度、不同晶化温度条件下, 各样品的透射电子显微镜图显示都有一定量的晶体形成, 但其晶化程度、尺寸大小及分布有明显不同. 通过计算晶体粒度分布定量地揭示出, 随着晶化温度的提高, 量子点晶体尺寸逐渐增大, 从而提高了晶体颗粒的浓度. 吸收光谱的测量也表明, 随着晶化温度的升高, 吸收峰从无到有不断增强且出现红移现象. 而当晶化温度较低时, 虽有晶体形成, 但无明显吸收峰, 主要是由于晶体尺寸较小, 浓度较低, 晶体颗粒的吸收峰被背景材料所掩盖. 研究结果可为制备具有一定浓度的不同尺寸的量子点晶体, 进而获得多个波段下较强的吸收和辐射的量子点玻璃提供一定的参考.
通过采集等功率的两种不同开态直流应力作用下AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管(HEMTs)漏源电流输出特性、源区和漏区大信号寄生电阻、转移特性、阈值电压随应力时间的变化, 并使用光发射显微镜观察器件漏电流情况, 研究了开态应力下电压和电流对AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管的退化作用. 结果表明, 低电压大电流应力下器件退化很少, 高电压大电流下器件退化较明显. 高电压是HEMTs退化的主要因素, 栅漏之间高电场引起的逆压电效应对参数的永久性退化起决定性作用. 除此之外, 器件表面损坏部位的显微图像表明低电压大电流下器件失效是由于局部电流密度过高, 出现热斑导致器件损伤引起的.
通过采集等功率的两种不同开态直流应力作用下AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管(HEMTs)漏源电流输出特性、源区和漏区大信号寄生电阻、转移特性、阈值电压随应力时间的变化, 并使用光发射显微镜观察器件漏电流情况, 研究了开态应力下电压和电流对AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管的退化作用. 结果表明, 低电压大电流应力下器件退化很少, 高电压大电流下器件退化较明显. 高电压是HEMTs退化的主要因素, 栅漏之间高电场引起的逆压电效应对参数的永久性退化起决定性作用. 除此之外, 器件表面损坏部位的显微图像表明低电压大电流下器件失效是由于局部电流密度过高, 出现热斑导致器件损伤引起的.
研究了Ag的厚度、退火时间、沉积温度对于Ni/Ag/Ti/Au电极的反射率及与p-GaN欧姆接触性能的影响. 利用分光光度计测量反射率, 采用圆形传输线模型计算比接触电阻率. 结果表明: 随着Ag厚度的增加, Ni/Ag/Ti/Au电极的反射率逐渐增大; 在氧气氛围中, 随着退火时间从1 min增至10 min, 300 ℃退火时, 比接触电阻率持续下降, 而对于400-600 ℃退火, 比接触电阻率先减小后增大; 在300和400 ℃氧气中进行1-10 min 的退火后, Ni/Ag/Ti/Au的反射率变化较小, 退火温度高于400 ℃时, 随着退火时间的增加, 反射率急剧下降; 在400 ℃氧气中3 min退火后, 比接触电阻率可以达到3.6×10-3 Ω·cm2. 此外, 适当提高沉积温度可以增加Ni/Ag/Ti/Au的反射率并降低比接触电阻率, 沉积温度为120 ℃条件下的Ni/Ag/Ti/Au电极在450 nm处反射率达到90.1%, 比接触电阻率为6.4×10-3 Ω·cm2. 综合考虑电学和光学性能, 在沉积温度为120 ℃下蒸镀Ni/Ag/Ti/Au (1/200/100/100 nm)并在400 ℃氧气中进行3 min退火可以得到较优化的电极. 利用此电极制作的垂直结构发光二极管在350 mA电流下的工作电压为2.95 V, 输出光功率为387.1 mW, 电光转换效率达到37.5%.
研究了Ag的厚度、退火时间、沉积温度对于Ni/Ag/Ti/Au电极的反射率及与p-GaN欧姆接触性能的影响. 利用分光光度计测量反射率, 采用圆形传输线模型计算比接触电阻率. 结果表明: 随着Ag厚度的增加, Ni/Ag/Ti/Au电极的反射率逐渐增大; 在氧气氛围中, 随着退火时间从1 min增至10 min, 300 ℃退火时, 比接触电阻率持续下降, 而对于400-600 ℃退火, 比接触电阻率先减小后增大; 在300和400 ℃氧气中进行1-10 min 的退火后, Ni/Ag/Ti/Au的反射率变化较小, 退火温度高于400 ℃时, 随着退火时间的增加, 反射率急剧下降; 在400 ℃氧气中3 min退火后, 比接触电阻率可以达到3.6×10-3 Ω·cm2. 此外, 适当提高沉积温度可以增加Ni/Ag/Ti/Au的反射率并降低比接触电阻率, 沉积温度为120 ℃条件下的Ni/Ag/Ti/Au电极在450 nm处反射率达到90.1%, 比接触电阻率为6.4×10-3 Ω·cm2. 综合考虑电学和光学性能, 在沉积温度为120 ℃下蒸镀Ni/Ag/Ti/Au (1/200/100/100 nm)并在400 ℃氧气中进行3 min退火可以得到较优化的电极. 利用此电极制作的垂直结构发光二极管在350 mA电流下的工作电压为2.95 V, 输出光功率为387.1 mW, 电光转换效率达到37.5%.
利用金属有机化学气相沉积技术系统研究了界面形核时间对c面蓝宝石衬底上外延生长GaN薄膜晶体质量的影响机理. 用原子力显微镜、扫描电子显微镜、高分辨X射线衍射仪以及光致发光光谱仪表征材料的晶体质量以及光学性质. 随着形核时间的延长, 退火后形成的形核岛密度减小、尺寸增大、均匀性变差, 使得形核岛合并过程中产生的界面数量先减小后增大, 导致GaN外延层的螺位错和刃位错密度先减小后增大, 这与室温光致发光光谱中得到的带边发光峰与黄带发光峰的比值先增大后降低一致. 研究结果表明, 外延生长过程中, 界面形核时间会对GaN薄膜中的位错演变施加巨大影响, 从而导致GaN外延层的晶体质量以及光学性质的差异.
利用金属有机化学气相沉积技术系统研究了界面形核时间对c面蓝宝石衬底上外延生长GaN薄膜晶体质量的影响机理. 用原子力显微镜、扫描电子显微镜、高分辨X射线衍射仪以及光致发光光谱仪表征材料的晶体质量以及光学性质. 随着形核时间的延长, 退火后形成的形核岛密度减小、尺寸增大、均匀性变差, 使得形核岛合并过程中产生的界面数量先减小后增大, 导致GaN外延层的螺位错和刃位错密度先减小后增大, 这与室温光致发光光谱中得到的带边发光峰与黄带发光峰的比值先增大后降低一致. 研究结果表明, 外延生长过程中, 界面形核时间会对GaN薄膜中的位错演变施加巨大影响, 从而导致GaN外延层的晶体质量以及光学性质的差异.
在电场为3.5 kV/cm的条件下, 对CaCu3Ti4O12陶瓷进行了60 h的直流老化, 研究了老化过程对CaCu3Ti4O12陶瓷介电性能和电气特性的影响. J-E特性测试结果表明, 直流老化导致CaCu3Ti4O12陶瓷击穿场强、非线性系数和势垒高度明显降低. 介电性能测试结果表明, 低频介电常数和介电损耗明显增大, 并且介电损耗随频率的变化遵从Debye弛豫理论, 可分解为直流电导损耗和弛豫损耗, 直流老化主要导致了电导损耗的增加. 在低温233 K, 介电损耗谱中出现两个弛豫峰, 其活化能分别为0.10, 0.50 eV, 认为对应着晶粒和畴界的弛豫过程, 且不随直流老化而变化. 通过电模量谱对CaCu3Ti4O12陶瓷的弛豫过程进行了表征, 发现直流老化导致的界面空间电荷在外施交变电场的作用下符合Maxwell-Wagner极化效应, 并在低频区形成新的弛豫峰. 在高温323-473 K的阻抗谱中, 晶界弛豫峰在直流老化后明显向高频移动, 其对应的活化能从1.23 eV 下降到0.72 eV, 晶界阻抗值下降了约两个数量级. 最后, 建立了CaCu3Ti4O12陶瓷的阻容电路模型, 分析了介电弛豫过程与电性能之间的关联.
在电场为3.5 kV/cm的条件下, 对CaCu3Ti4O12陶瓷进行了60 h的直流老化, 研究了老化过程对CaCu3Ti4O12陶瓷介电性能和电气特性的影响. J-E特性测试结果表明, 直流老化导致CaCu3Ti4O12陶瓷击穿场强、非线性系数和势垒高度明显降低. 介电性能测试结果表明, 低频介电常数和介电损耗明显增大, 并且介电损耗随频率的变化遵从Debye弛豫理论, 可分解为直流电导损耗和弛豫损耗, 直流老化主要导致了电导损耗的增加. 在低温233 K, 介电损耗谱中出现两个弛豫峰, 其活化能分别为0.10, 0.50 eV, 认为对应着晶粒和畴界的弛豫过程, 且不随直流老化而变化. 通过电模量谱对CaCu3Ti4O12陶瓷的弛豫过程进行了表征, 发现直流老化导致的界面空间电荷在外施交变电场的作用下符合Maxwell-Wagner极化效应, 并在低频区形成新的弛豫峰. 在高温323-473 K的阻抗谱中, 晶界弛豫峰在直流老化后明显向高频移动, 其对应的活化能从1.23 eV 下降到0.72 eV, 晶界阻抗值下降了约两个数量级. 最后, 建立了CaCu3Ti4O12陶瓷的阻容电路模型, 分析了介电弛豫过程与电性能之间的关联.
在Ni70Mn25Co5-C体系中添加含氢化合物Fe(C5H5)2作为新型氢源, 利用温度梯度法, 在压力为5.5-6.0 GPa、温度为1280-1400 ℃的条件下, 成功合成出氢掺杂的宝石级金刚石大单晶. 通过傅里叶显微红外光谱发现, 随着Fe(C5H5)2添加量的增加, 合成晶体中与氢相关的对应于sp3杂化C-H键的对称伸缩振动和反对称伸缩振动的红外特征峰2850和2920 cm-1逐渐增强, 而晶体中氮含量却逐渐减少. 通过合成晶体的拉曼光谱分析发现, 金刚石的拉曼峰伴随Fe(C5H5)2的添加向高频偏移, 这表明氢的进入在金刚石内部产生了压应力. 观察扫描电子显微镜图像发现, 在低含量Fe(C5H5)2添加时晶体表面平滑, 而高含量添加时晶体表面缺陷增多, 且呈现出气孔状. 使用新的添加剂Fe(C5H5)2作为氢源, 合成出含氢宝石级金刚石单晶, 丰富了金刚石单晶中对氢的研究内容, 也可为理解天然金刚石的形成机理提供帮助.
在Ni70Mn25Co5-C体系中添加含氢化合物Fe(C5H5)2作为新型氢源, 利用温度梯度法, 在压力为5.5-6.0 GPa、温度为1280-1400 ℃的条件下, 成功合成出氢掺杂的宝石级金刚石大单晶. 通过傅里叶显微红外光谱发现, 随着Fe(C5H5)2添加量的增加, 合成晶体中与氢相关的对应于sp3杂化C-H键的对称伸缩振动和反对称伸缩振动的红外特征峰2850和2920 cm-1逐渐增强, 而晶体中氮含量却逐渐减少. 通过合成晶体的拉曼光谱分析发现, 金刚石的拉曼峰伴随Fe(C5H5)2的添加向高频偏移, 这表明氢的进入在金刚石内部产生了压应力. 观察扫描电子显微镜图像发现, 在低含量Fe(C5H5)2添加时晶体表面平滑, 而高含量添加时晶体表面缺陷增多, 且呈现出气孔状. 使用新的添加剂Fe(C5H5)2作为氢源, 合成出含氢宝石级金刚石单晶, 丰富了金刚石单晶中对氢的研究内容, 也可为理解天然金刚石的形成机理提供帮助.
利用超高真空化学气相沉积系统, 基于低温Ge缓冲层和选区外延技术, 在Si/SiO2图形衬底上选择性外延生长Ge薄膜. 采用X射线衍射、扫描电镜、原子力显微镜、拉曼散射光谱等表征了其晶体质量和应变等参数随图形尺寸的变化规律. 测试结果显示, 位错密度随着图形衬底外延窗口的尺寸减小而减少, Ge层中的张应变随窗口尺寸的增大先增大而后趋于稳定. 其原因是选区外延Ge在图形边界形成了(113)面, 减小了材料系统的应变能, 而单位体积应变能随窗口尺寸的增加而减少; 选区外延厚度为380 nm的Ge薄膜X射线衍射曲线半高宽为678', 表面粗糙度为0.2 nm, 表明选区生长的Ge材料具有良好的晶体质量, 有望应用于Si基光电集成.
利用超高真空化学气相沉积系统, 基于低温Ge缓冲层和选区外延技术, 在Si/SiO2图形衬底上选择性外延生长Ge薄膜. 采用X射线衍射、扫描电镜、原子力显微镜、拉曼散射光谱等表征了其晶体质量和应变等参数随图形尺寸的变化规律. 测试结果显示, 位错密度随着图形衬底外延窗口的尺寸减小而减少, Ge层中的张应变随窗口尺寸的增大先增大而后趋于稳定. 其原因是选区外延Ge在图形边界形成了(113)面, 减小了材料系统的应变能, 而单位体积应变能随窗口尺寸的增加而减少; 选区外延厚度为380 nm的Ge薄膜X射线衍射曲线半高宽为678', 表面粗糙度为0.2 nm, 表明选区生长的Ge材料具有良好的晶体质量, 有望应用于Si基光电集成.
AdaBoost算法作为Boosting算法的经典算法之一, 在人脸检测和目标跟踪等领域得到了广泛应用, 但该算法也有一个缺点-退化问题. 为了解决这个问题, 通过对弱分类器进行筛选、引入平滑因子和权值修正函数三个措施对算法进行优化, 并将优化后的算法与小波包分解相结合应用到癫痫脑电信号的识别上. 结果表明, 本文算法对癫痫脑电信号的识别率为96.11%, 对正常脑电信号的识别率为99.51%, 具有较高的识别率, 为癫痫的正确诊断提供了一种可能有效的解决方案.
AdaBoost算法作为Boosting算法的经典算法之一, 在人脸检测和目标跟踪等领域得到了广泛应用, 但该算法也有一个缺点-退化问题. 为了解决这个问题, 通过对弱分类器进行筛选、引入平滑因子和权值修正函数三个措施对算法进行优化, 并将优化后的算法与小波包分解相结合应用到癫痫脑电信号的识别上. 结果表明, 本文算法对癫痫脑电信号的识别率为96.11%, 对正常脑电信号的识别率为99.51%, 具有较高的识别率, 为癫痫的正确诊断提供了一种可能有效的解决方案.
行人与车辆在穿越无信号路口时的行为冲突尤其具有危险性, 行人和机动车不仅具有运动特征, 更具有行为特征, 因此需要从社会学层面对人车路口穿越问题进行建模. 通过对无信号路口处人车干扰机理的深入剖析, 提出基于脏脸博弈模型研究人车“理性人”的行为特征以及交互行为背后的微观机理, 分析了人车穿越路口时共同知识的形成过程、人车双方优势策略的产生机理和人车脏脸博弈的动力学过程. 理论推导了人、车收益的数学期望和发生人车冲突的概率. 分析结果表明: 行人穿越的理论时间和机动车穿越的理论时间越接近, 人车越容易发生冲突. 同时, 进一步分析了不同车型、不同行人等待时间和个体认知能力异质性对人车冲突概率的影响.
行人与车辆在穿越无信号路口时的行为冲突尤其具有危险性, 行人和机动车不仅具有运动特征, 更具有行为特征, 因此需要从社会学层面对人车路口穿越问题进行建模. 通过对无信号路口处人车干扰机理的深入剖析, 提出基于脏脸博弈模型研究人车“理性人”的行为特征以及交互行为背后的微观机理, 分析了人车穿越路口时共同知识的形成过程、人车双方优势策略的产生机理和人车脏脸博弈的动力学过程. 理论推导了人、车收益的数学期望和发生人车冲突的概率. 分析结果表明: 行人穿越的理论时间和机动车穿越的理论时间越接近, 人车越容易发生冲突. 同时, 进一步分析了不同车型、不同行人等待时间和个体认知能力异质性对人车冲突概率的影响.
报道了激光诱导热光栅光谱测温技术的研究. 通过两束相干交叉的脉冲抽运光, 在NO2/N2混合气中诱导出热光栅, 一束满足布拉格散射条件的连续探测光在交叉区域激励出相干的热光栅信号, 经过空间和光谱滤波的信号光由光电倍增管探测, 并由数字示波器显示和存储. 该信号携带了丰富的流场信息, 通过频域分析, 对气体的温度进行了测量, 热光栅光谱技术测量的温度与热电偶温度符合得很好. 同时还利用热光栅光谱技术进行了气体声速的直接测量, 在一定的温度范围内, 测量结果与理论曲线基本一致, 显示了该技术具有较高的测量精度与多参数同时测量的能力. 对影响信号波形的因素进行了分析, 结果表明, 热光栅光谱测温技术在高压强环境下应用具有独特的优势, 是一种应用前景广阔的激光燃烧诊断技术.
报道了激光诱导热光栅光谱测温技术的研究. 通过两束相干交叉的脉冲抽运光, 在NO2/N2混合气中诱导出热光栅, 一束满足布拉格散射条件的连续探测光在交叉区域激励出相干的热光栅信号, 经过空间和光谱滤波的信号光由光电倍增管探测, 并由数字示波器显示和存储. 该信号携带了丰富的流场信息, 通过频域分析, 对气体的温度进行了测量, 热光栅光谱技术测量的温度与热电偶温度符合得很好. 同时还利用热光栅光谱技术进行了气体声速的直接测量, 在一定的温度范围内, 测量结果与理论曲线基本一致, 显示了该技术具有较高的测量精度与多参数同时测量的能力. 对影响信号波形的因素进行了分析, 结果表明, 热光栅光谱测温技术在高压强环境下应用具有独特的优势, 是一种应用前景广阔的激光燃烧诊断技术.
由于不同海域上空气象条件的不同, 海上蒸发波导在大尺度海面上空发生时通常是区域性非均匀的, 这一特性使得该环境中的电波传播特性相对于水平均匀的蒸发波导环境情况而明显不同, 因此, 进行区域性非均匀的蒸发波导探测反演对正确预测电波传播特性及提高雷达系统的工作性能具有重要的意义. 考虑到实际应用中蒸发波导信息获取手段的多样性, 将中尺度数值气象模式MM5预报的区域性蒸发波导修正折射率剖面作为先验信息, 提出了一种含该先验信息的区域性非均匀蒸发波导的雷达海杂波后验概率估计模型. 该模型使用主分量分析法对蒸发波导的水平非均匀性进行参数化建模, 然后通过贝叶斯理论将修正折射率剖面参数的先验概率分布、后验概率分布和似然函数联系起来, 利用雷达海杂波实现蒸发波导剖面参数的最大后验概率估计反演. 通过我国东海海域的实际区域性非均匀蒸发波导反演测试, 表明该模型能够以更高的精度实现区域性非均匀蒸发波导的反演.
由于不同海域上空气象条件的不同, 海上蒸发波导在大尺度海面上空发生时通常是区域性非均匀的, 这一特性使得该环境中的电波传播特性相对于水平均匀的蒸发波导环境情况而明显不同, 因此, 进行区域性非均匀的蒸发波导探测反演对正确预测电波传播特性及提高雷达系统的工作性能具有重要的意义. 考虑到实际应用中蒸发波导信息获取手段的多样性, 将中尺度数值气象模式MM5预报的区域性蒸发波导修正折射率剖面作为先验信息, 提出了一种含该先验信息的区域性非均匀蒸发波导的雷达海杂波后验概率估计模型. 该模型使用主分量分析法对蒸发波导的水平非均匀性进行参数化建模, 然后通过贝叶斯理论将修正折射率剖面参数的先验概率分布、后验概率分布和似然函数联系起来, 利用雷达海杂波实现蒸发波导剖面参数的最大后验概率估计反演. 通过我国东海海域的实际区域性非均匀蒸发波导反演测试, 表明该模型能够以更高的精度实现区域性非均匀蒸发波导的反演.
基于圆极化波入射条件下的高效同极化反射超表面实现了对圆极化反射波相位的自由调控, 设计了一维圆极化波反射聚焦超表面. 在中心频率f=16 GHz附近, 右旋圆极化平面波入射时, 反射波聚焦于焦距L=200 mm的实焦点; 左旋圆极化波入射时, 反射波近似聚焦于焦距L=-200 mm的虚焦点. 仿真计算得到聚焦波束的波束宽度、焦深. 结果表明, 这种圆极化反射聚焦超表面具有很好的聚焦效果, 同时具有长焦深和宽带特性.
基于圆极化波入射条件下的高效同极化反射超表面实现了对圆极化反射波相位的自由调控, 设计了一维圆极化波反射聚焦超表面. 在中心频率f=16 GHz附近, 右旋圆极化平面波入射时, 反射波聚焦于焦距L=200 mm的实焦点; 左旋圆极化波入射时, 反射波近似聚焦于焦距L=-200 mm的虚焦点. 仿真计算得到聚焦波束的波束宽度、焦深. 结果表明, 这种圆极化反射聚焦超表面具有很好的聚焦效果, 同时具有长焦深和宽带特性.
基于菲涅耳衍射积分理论及硬边孔径的复高斯函数展开法导出了Bessel光束经椭圆环形孔径后的光场表达式, 数值模拟了其光场的强度分布. 研究了Bessel光束经椭圆环形孔径后的光场变化及其传播过程; 在实验上利用轴棱锥输出的近似无衍射Bessel光, 通过椭圆环形孔径, 使用电荷耦合器件拍摄得到不同传播距离处的光强分布. 理论结果和实验结果均表明无衍射光束经椭圆环形孔径后会产生空心光束.
基于菲涅耳衍射积分理论及硬边孔径的复高斯函数展开法导出了Bessel光束经椭圆环形孔径后的光场表达式, 数值模拟了其光场的强度分布. 研究了Bessel光束经椭圆环形孔径后的光场变化及其传播过程; 在实验上利用轴棱锥输出的近似无衍射Bessel光, 通过椭圆环形孔径, 使用电荷耦合器件拍摄得到不同传播距离处的光强分布. 理论结果和实验结果均表明无衍射光束经椭圆环形孔径后会产生空心光束.
基于光学全息的角度复用特性, 根据空间光调制器对光场的相位和振幅调制原理, 通过加载产生任意矢量光所需要的相位分布, 设计了一种生成任意矢量光的方法. 该方法首先利用光学全息技术记录空间光调制器加载的相位, 从而制作一个全息光栅; 再现过程中, 两束具有相同入射角度的参考光照射全息光栅, 使得两束再现光相干叠加, 进而获得可调控的任意矢量光. 该方法能够避免复杂偏振态的出现, 并且具有生成光路简单、方便操作、生成矢量光的偏振纯度高等优势. 通过计算机模拟生成了任意矢量光, 获得了很好的效果.
基于光学全息的角度复用特性, 根据空间光调制器对光场的相位和振幅调制原理, 通过加载产生任意矢量光所需要的相位分布, 设计了一种生成任意矢量光的方法. 该方法首先利用光学全息技术记录空间光调制器加载的相位, 从而制作一个全息光栅; 再现过程中, 两束具有相同入射角度的参考光照射全息光栅, 使得两束再现光相干叠加, 进而获得可调控的任意矢量光. 该方法能够避免复杂偏振态的出现, 并且具有生成光路简单、方便操作、生成矢量光的偏振纯度高等优势. 通过计算机模拟生成了任意矢量光, 获得了很好的效果.
相干场成像基于激光发射孔径间距相等、频谱相等的基本假设, 迭代计算频谱重建高分辨图像, 实际应用中不可避免的激光发射孔径间距误差是影响成像质量的重要因素. 针对发射孔径间距误差造成的成像质量下降问题, 提出一种抑制孔径间距误差影响的成像质量提升方法. 首先分析了孔径间距误差对激光回波频谱和成像质量的影响机理; 推导得到了频谱误差迭代模型; 理论上构建了孔径间距误差对信号频谱和成像质量的零影响条件方程; 提出一种线性规划方法求解成像质量零影响条件方程, 得到孔径间距误差最优化分布矩阵; 实际应用中基于该最优化误差矩阵合理分配各孔径间距误差, 就可抑制孔径误差对成像质量的影响. 实验验证了该方法的正确性和有效性. 结果表明: 该方法可提升成像质量评价指标斯特列尔比近1倍; 所提方法可便捷有效地抑制孔径误差对成像质量的影响. 该研究为实际相干场系统成像质量的提升和发射阵列孔径间距精度设计提供了理论指导.
相干场成像基于激光发射孔径间距相等、频谱相等的基本假设, 迭代计算频谱重建高分辨图像, 实际应用中不可避免的激光发射孔径间距误差是影响成像质量的重要因素. 针对发射孔径间距误差造成的成像质量下降问题, 提出一种抑制孔径间距误差影响的成像质量提升方法. 首先分析了孔径间距误差对激光回波频谱和成像质量的影响机理; 推导得到了频谱误差迭代模型; 理论上构建了孔径间距误差对信号频谱和成像质量的零影响条件方程; 提出一种线性规划方法求解成像质量零影响条件方程, 得到孔径间距误差最优化分布矩阵; 实际应用中基于该最优化误差矩阵合理分配各孔径间距误差, 就可抑制孔径误差对成像质量的影响. 实验验证了该方法的正确性和有效性. 结果表明: 该方法可提升成像质量评价指标斯特列尔比近1倍; 所提方法可便捷有效地抑制孔径误差对成像质量的影响. 该研究为实际相干场系统成像质量的提升和发射阵列孔径间距精度设计提供了理论指导.
为了进一步提高遥感图像配准精度, 提出了尺度不变特征变换(SIFT)结合区域互信息优化的遥感图像配准方法. 首先利用混沌序列的随机性和遍历性, 提出一种混沌量子粒子群优化(CQPSO)算法, 在量子粒子群优化(QPSO)算法迭代陷入早熟收敛时, 采用一种新的机理引入混沌序列, 进化粒子克服早熟. 图像配准算法分为预配准和精配准两个过程. 基于SIFT算法提取特征点, 经匹配和有效地外点排除完成预配准, 然后对匹配特征点坐标进行亚像素级微调, 通过最小二乘法求得一系列匹配参数构造初始粒子群, 最后利用混沌量子粒子群优化区域互信息完成精配准, 得到最优匹配参数. 用一些标准测试函数对所提出的CQPSO和QPSO及粒子群优化(PSO)算法进行了实验比较, 另外, 对SIFT, SIFT结合PSO算法优化区域互信息, SIFT结合QPSO算法优化区域互信息和SIFT结合CQPSO算法优化区域互信息(SRC)等四种算法进行了不同分辨率遥感图像配准实验比较和不同时相遥感图像配准实验比较, 实验结果验证了所提出的CQPSO算法的优越性和SRC配准方法的有效性.
为了进一步提高遥感图像配准精度, 提出了尺度不变特征变换(SIFT)结合区域互信息优化的遥感图像配准方法. 首先利用混沌序列的随机性和遍历性, 提出一种混沌量子粒子群优化(CQPSO)算法, 在量子粒子群优化(QPSO)算法迭代陷入早熟收敛时, 采用一种新的机理引入混沌序列, 进化粒子克服早熟. 图像配准算法分为预配准和精配准两个过程. 基于SIFT算法提取特征点, 经匹配和有效地外点排除完成预配准, 然后对匹配特征点坐标进行亚像素级微调, 通过最小二乘法求得一系列匹配参数构造初始粒子群, 最后利用混沌量子粒子群优化区域互信息完成精配准, 得到最优匹配参数. 用一些标准测试函数对所提出的CQPSO和QPSO及粒子群优化(PSO)算法进行了实验比较, 另外, 对SIFT, SIFT结合PSO算法优化区域互信息, SIFT结合QPSO算法优化区域互信息和SIFT结合CQPSO算法优化区域互信息(SRC)等四种算法进行了不同分辨率遥感图像配准实验比较和不同时相遥感图像配准实验比较, 实验结果验证了所提出的CQPSO算法的优越性和SRC配准方法的有效性.
将Guo-Åberg-Crasemann形式散射理论推广到高次谐波产生过程, 获得了高次谐波产生概率公式. 利用这一公式, 计算了不同惰性气体原子的高次谐波谱. 理论分析和数值计算显示高次谐波有新的截断定律qcħω = (9 -4√2) Up + (2√2-1) Ip ≈ 3.34 Up + 1.83 Ip, 其中, Up 为电子的有质动能, Ip 为原子电离能, ħω 为激光光子能量, qc 为高次谐波的截断阶数. 这一截断定律与近期Popmintchev等 (Popmintchev et al. 2012 Science 336 1287) 的实验观测符合得很好.
将Guo-Åberg-Crasemann形式散射理论推广到高次谐波产生过程, 获得了高次谐波产生概率公式. 利用这一公式, 计算了不同惰性气体原子的高次谐波谱. 理论分析和数值计算显示高次谐波有新的截断定律qcħω = (9 -4√2) Up + (2√2-1) Ip ≈ 3.34 Up + 1.83 Ip, 其中, Up 为电子的有质动能, Ip 为原子电离能, ħω 为激光光子能量, qc 为高次谐波的截断阶数. 这一截断定律与近期Popmintchev等 (Popmintchev et al. 2012 Science 336 1287) 的实验观测符合得很好.
非同轴激光雷达由于存在发射激光与接收望远镜之间的不完全重叠区, 造成近场回波信号与真实大气信号不一致. 对于多波长激光雷达, 这种不一致更为突出和复杂. 然而, 近场大气是人类活动最集中的区域, 因此对多波长激光雷达近场信号进行校正, 对于了解和探究边界层大气具有十分重要的意义. 提出了一种利用粒子谱仪测量近地层气溶胶尺度谱分布并运用Mie 散射理论和低层大气指数衰减规律, 进而直接校正多波长激光雷达消光系数廓线近场信号的新方法. 通过对晴天、多云天气和雾天多波长气溶胶消光系数廓线近场信号的校正, 证明了该方法的可行性和实用性. 该方法着重考虑了多波长激光雷达比的波长依赖性和气溶胶粒子谱分布的天气相关性, 将该方法用于近地层大气消光系数廓线校正, 减少了由于不考虑这两个因素带来的消光系数廓线反演和校正的不确定性. 该方法对于研究不同天气情况下边界层内的大气气溶胶物理、光学特性具有一定的实用价值和借鉴意义.
非同轴激光雷达由于存在发射激光与接收望远镜之间的不完全重叠区, 造成近场回波信号与真实大气信号不一致. 对于多波长激光雷达, 这种不一致更为突出和复杂. 然而, 近场大气是人类活动最集中的区域, 因此对多波长激光雷达近场信号进行校正, 对于了解和探究边界层大气具有十分重要的意义. 提出了一种利用粒子谱仪测量近地层气溶胶尺度谱分布并运用Mie 散射理论和低层大气指数衰减规律, 进而直接校正多波长激光雷达消光系数廓线近场信号的新方法. 通过对晴天、多云天气和雾天多波长气溶胶消光系数廓线近场信号的校正, 证明了该方法的可行性和实用性. 该方法着重考虑了多波长激光雷达比的波长依赖性和气溶胶粒子谱分布的天气相关性, 将该方法用于近地层大气消光系数廓线校正, 减少了由于不考虑这两个因素带来的消光系数廓线反演和校正的不确定性. 该方法对于研究不同天气情况下边界层内的大气气溶胶物理、光学特性具有一定的实用价值和借鉴意义.
采用提拉法生长出了钕掺杂钽酸钆重闪烁单斜激光晶体(Nd3+:GdTaO4). 分别测试了该晶体a向、b向和c向的吸收光谱(波段为260-2000 nm), 对其中Nd3+ 的实验能级进行了分析指认. 确定了Nd3+:GdTaO4的102个实验Stark能级, 拟合了其自由离子参数和晶体场参数, 均方根误差(拟合精度) 为12.66 cm-1. 并将拟合得到的Nd3+:GdTaO4实验结果与文献中已报道的Nd3+:GdxLu1-xTaO4 (x=0.85)的自由离子参数和晶体场参数进行了比较. 结果表明, 参数化Stark能级的拟合结果与实验光谱符合得较好.
采用提拉法生长出了钕掺杂钽酸钆重闪烁单斜激光晶体(Nd3+:GdTaO4). 分别测试了该晶体a向、b向和c向的吸收光谱(波段为260-2000 nm), 对其中Nd3+ 的实验能级进行了分析指认. 确定了Nd3+:GdTaO4的102个实验Stark能级, 拟合了其自由离子参数和晶体场参数, 均方根误差(拟合精度) 为12.66 cm-1. 并将拟合得到的Nd3+:GdTaO4实验结果与文献中已报道的Nd3+:GdxLu1-xTaO4 (x=0.85)的自由离子参数和晶体场参数进行了比较. 结果表明, 参数化Stark能级的拟合结果与实验光谱符合得较好.
针对室内可见光通信的特点, 选择复合抛物面聚光器作为可见光通信系统光学天线, 介绍了复合抛物面聚光器的几何结构和光学特性, 利用光学仿真软件 TracePro对复合抛物面聚光器进行了设计、建模与仿真. 通过对不同光源条件下复合抛物面聚光器聚光特性的仿真发现: 在光源为朗伯辐射模型时复合抛物面聚光器的聚光性能更好, 且视场角越小增益越高; 但接收端与光源的相对位置对小视场复合抛物面聚光器的实际增益有明显影响, 在仿真条件下, 视场角为10°的复合抛物面聚光器实际增益为22.88, 比理论值降低了31%. 在此基础上, 在一个5 m×5 m×3 m的房间中对采用复合抛物面聚光器为光学天线的室内可见光通信系统进行了建模, 分别得到了直射链路和非直射链路下房间内各个位置的光功率分布. 仿真结果表明, 采用一个视场角为60°的复合抛物面聚光器为光学天线, 两种链路下平均接收功率分别提高了4.29 dBm和4.77 dBm, 非直射链路比直射链路的平均接收功率提高了11.2%.
针对室内可见光通信的特点, 选择复合抛物面聚光器作为可见光通信系统光学天线, 介绍了复合抛物面聚光器的几何结构和光学特性, 利用光学仿真软件 TracePro对复合抛物面聚光器进行了设计、建模与仿真. 通过对不同光源条件下复合抛物面聚光器聚光特性的仿真发现: 在光源为朗伯辐射模型时复合抛物面聚光器的聚光性能更好, 且视场角越小增益越高; 但接收端与光源的相对位置对小视场复合抛物面聚光器的实际增益有明显影响, 在仿真条件下, 视场角为10°的复合抛物面聚光器实际增益为22.88, 比理论值降低了31%. 在此基础上, 在一个5 m×5 m×3 m的房间中对采用复合抛物面聚光器为光学天线的室内可见光通信系统进行了建模, 分别得到了直射链路和非直射链路下房间内各个位置的光功率分布. 仿真结果表明, 采用一个视场角为60°的复合抛物面聚光器为光学天线, 两种链路下平均接收功率分别提高了4.29 dBm和4.77 dBm, 非直射链路比直射链路的平均接收功率提高了11.2%.
基于Rayleigh-Plesset方程, 考虑极性水分子在均匀磁场运动受到磁场力作用, 根据能量守恒建立了外磁场作用下单气泡运动的控制方程, 并对附加压强的大小、性质及对气泡运动的影响进行了计算和分析. 结果表明: 随磁场强度的增强, 附加压强线性增大, 气泡膨胀率降低, 最大半径减小, 气泡坍缩速度下降; 外加磁场引起的气泡振动变化规律与增大静态压具有相似的效果.
基于Rayleigh-Plesset方程, 考虑极性水分子在均匀磁场运动受到磁场力作用, 根据能量守恒建立了外磁场作用下单气泡运动的控制方程, 并对附加压强的大小、性质及对气泡运动的影响进行了计算和分析. 结果表明: 随磁场强度的增强, 附加压强线性增大, 气泡膨胀率降低, 最大半径减小, 气泡坍缩速度下降; 外加磁场引起的气泡振动变化规律与增大静态压具有相似的效果.
考虑动态条件下的两种典型分段非线性约束, 根据广义耗散Lagrange原理建立一类具有弹性和阻尼双分段非线性约束系统动力学模型. 采用平均法求解得到系统在周期激励下的幅频响应关系. 分别比较系统在不同分段非线性约束条件下的时域响应、分岔响应和幅频响应, 得到受分段非线性约束的系统响应特性以及约束条件变化时系统响应的变化规律. 对比两种约束条件下的幅频响应, 研究得到系统稳定性受不同分段非线性因素影响及两种分段非线性约束之间的相互影响规律.
考虑动态条件下的两种典型分段非线性约束, 根据广义耗散Lagrange原理建立一类具有弹性和阻尼双分段非线性约束系统动力学模型. 采用平均法求解得到系统在周期激励下的幅频响应关系. 分别比较系统在不同分段非线性约束条件下的时域响应、分岔响应和幅频响应, 得到受分段非线性约束的系统响应特性以及约束条件变化时系统响应的变化规律. 对比两种约束条件下的幅频响应, 研究得到系统稳定性受不同分段非线性因素影响及两种分段非线性约束之间的相互影响规律.
以水为工作介质, 考虑了液体的可压缩性, 研究了驻波声场中空化泡的运动特性, 模拟了驻波场中各位置处空化泡的运动状态以及相关参数对各位置处空化泡在主Bjerknes力作用下运动方向的影响. 结果表明: 驻波声场中, 空化泡的运动状态分为三个区域, 即在声压波腹附近空化泡做稳态空化, 在偏离波腹处空化泡做瞬态空化, 在声压波节附近, 空化泡在主Bjerknes 力作用下, 一直向声压波节处移动, 显示不发生空化现象; 驻波场中声压幅值增加有利于空化的发生, 但声压幅值增加到一定上限时, 压力波腹区域将排斥空化泡, 并驱赶空化泡向压力波节移动, 不利于空化现象的发生; 当声频率小于初始空化泡的共振频率时, 声频率越高, 由于主Bjerknes 力的作用将有更多的空化泡向声压波节移动, 不利于空化的发生, 尤其是驻波场液面的高度不应是声波波长的1/4; 当声频率一定时, 空化泡初始半径越大越有利于空化现象的发生, 但当空化泡的初始半径超过声频率的共振半径时, 由于主Bjerknes力的作用将有更多的空化泡向声压波节移动, 不利于空化的发生.
以水为工作介质, 考虑了液体的可压缩性, 研究了驻波声场中空化泡的运动特性, 模拟了驻波场中各位置处空化泡的运动状态以及相关参数对各位置处空化泡在主Bjerknes力作用下运动方向的影响. 结果表明: 驻波声场中, 空化泡的运动状态分为三个区域, 即在声压波腹附近空化泡做稳态空化, 在偏离波腹处空化泡做瞬态空化, 在声压波节附近, 空化泡在主Bjerknes 力作用下, 一直向声压波节处移动, 显示不发生空化现象; 驻波场中声压幅值增加有利于空化的发生, 但声压幅值增加到一定上限时, 压力波腹区域将排斥空化泡, 并驱赶空化泡向压力波节移动, 不利于空化现象的发生; 当声频率小于初始空化泡的共振频率时, 声频率越高, 由于主Bjerknes 力的作用将有更多的空化泡向声压波节移动, 不利于空化的发生, 尤其是驻波场液面的高度不应是声波波长的1/4; 当声频率一定时, 空化泡初始半径越大越有利于空化现象的发生, 但当空化泡的初始半径超过声频率的共振半径时, 由于主Bjerknes力的作用将有更多的空化泡向声压波节移动, 不利于空化的发生.
利用落塔的短时微重力条件, 实验研究了与容器连通的毛细管中的流体在微重力条件下的毛细流动过程, 并通过理论分析建立了相应的毛细管中弯月液面高度随时间变化的微分方程. 结果表明, 对于不同的接触角和不同的容器/毛细管参数, 由建立的理论公式得到的数值解结果都与实验结果在定量上较为一致. 此外, 实验中发现, 改变乙醇和去离子水混合液的比例可以明显地改变接触角参数, 但对毛细流动的影响很小, 建立的理论公式也对这一现象给出了合理的解释. 该研究对于预测和分析微流道及空间微重力条件下的毛细流动行为具有明显的应用价值.
利用落塔的短时微重力条件, 实验研究了与容器连通的毛细管中的流体在微重力条件下的毛细流动过程, 并通过理论分析建立了相应的毛细管中弯月液面高度随时间变化的微分方程. 结果表明, 对于不同的接触角和不同的容器/毛细管参数, 由建立的理论公式得到的数值解结果都与实验结果在定量上较为一致. 此外, 实验中发现, 改变乙醇和去离子水混合液的比例可以明显地改变接触角参数, 但对毛细流动的影响很小, 建立的理论公式也对这一现象给出了合理的解释. 该研究对于预测和分析微流道及空间微重力条件下的毛细流动行为具有明显的应用价值.
利用多尺度建模方法构建了聚酰亚胺/钽铌酸钾纳米颗粒复合物模型, 通过分子动力学模拟研究了不同尺寸钽铌酸钾纳米颗粒(5.5, 8.0, 9.4, 10.5, 11.5 Å)对复合材料的结构、弹性模量和相互作用能的影响规律, 并通过计算纳米颗粒表面原子键能和单位表面积原子数目探究了复合物机械性能提高的内部机理. 聚酰亚胺和聚酰亚胺/钽铌酸钾复合材料的杨氏模量分别为2.91和3.17 GPa, 泊松比分别为0.37和0.35, 钽铌酸钾纳米颗粒的引入可以显著改善聚酰亚胺的机械性能. 纳米颗粒表面原子的键能为8.62-54.37 kJ·mol-1, 表明颗粒与基体主要通过范德华力作用结合且有氢键存在. 计算结果表明, 相同掺杂比例下, 纳米颗粒尺寸越小, 纳米颗粒表面原子数目越大, 颗粒与基体作用更强, 杨氏模量的提高幅度越大, 尺寸效应越显著. 因此, 掺杂小尺寸纳米颗粒是提高聚酰亚胺机械性能的有效途径.
利用多尺度建模方法构建了聚酰亚胺/钽铌酸钾纳米颗粒复合物模型, 通过分子动力学模拟研究了不同尺寸钽铌酸钾纳米颗粒(5.5, 8.0, 9.4, 10.5, 11.5 Å)对复合材料的结构、弹性模量和相互作用能的影响规律, 并通过计算纳米颗粒表面原子键能和单位表面积原子数目探究了复合物机械性能提高的内部机理. 聚酰亚胺和聚酰亚胺/钽铌酸钾复合材料的杨氏模量分别为2.91和3.17 GPa, 泊松比分别为0.37和0.35, 钽铌酸钾纳米颗粒的引入可以显著改善聚酰亚胺的机械性能. 纳米颗粒表面原子的键能为8.62-54.37 kJ·mol-1, 表明颗粒与基体主要通过范德华力作用结合且有氢键存在. 计算结果表明, 相同掺杂比例下, 纳米颗粒尺寸越小, 纳米颗粒表面原子数目越大, 颗粒与基体作用更强, 杨氏模量的提高幅度越大, 尺寸效应越显著. 因此, 掺杂小尺寸纳米颗粒是提高聚酰亚胺机械性能的有效途径.
利用稳态电热拉曼技术测量了碳纳米管纤维对流换热环境下的导热系数. 该方法基于材料拉曼信号与温度之间的关系, 实时探测一维材料在不同电加热(内热源)下的中心点温度, 利用对流环境下的稳态导热模型推导出材料的导热系数, 实现了一维微纳材料热物性的无损化和非接触式测量. 实验发现: 碳纳米管纤维的导热系数远低于单根碳纳米管的导热系数, 但高于碳纳米管堆积床的导热系数. 这表明碳纳米管体材料的热物性主要取决于内部管束的列阵和管束间的接触热阻.
利用稳态电热拉曼技术测量了碳纳米管纤维对流换热环境下的导热系数. 该方法基于材料拉曼信号与温度之间的关系, 实时探测一维材料在不同电加热(内热源)下的中心点温度, 利用对流环境下的稳态导热模型推导出材料的导热系数, 实现了一维微纳材料热物性的无损化和非接触式测量. 实验发现: 碳纳米管纤维的导热系数远低于单根碳纳米管的导热系数, 但高于碳纳米管堆积床的导热系数. 这表明碳纳米管体材料的热物性主要取决于内部管束的列阵和管束间的接触热阻.
苯轮烯衍生物具有良好的非线性光学性质. 运用密度泛函理论在不同理论水平和不同基组下计算了轮烯衍生物的静态极化率α和静态第二超极化率γ. 采用含时密度泛函TD-B3LYP方法计算了轮烯分子的紫外吸收光谱. 结果发现: 弥散函数对静态线性极化率α和第二超极化率γ 的计算结果都有显著的影响; 共轭体系的大小和引入的推拉电子基团可以调节轮烯衍生物的第二超极化率. 添加推拉电子基团后不仅能得到更高的非线性光学系数, 也能保证有较好的透光性能, 表明轮稀分子兼具有较高的三阶非线性光学响应和在可见光波段具有良好的透光性的特性. 此外, 采用CAM-B3LYP方法计算了分子1-1和分子2-2的动态(超)极化率. 计算结果表明: 在近红外区, 随着入射光频率的增大, α (ω; ω), γ (-ω; ω, 0, 0) 和γ (-2ω; ω, ω, 0) 都随之增大, 出现近共振增强效应; 在远离共振条件下, α (ω; ω), γ (-ω; ω, 0, 0) 和γ (-2ω; ω, ω, 0) 变化平缓.
苯轮烯衍生物具有良好的非线性光学性质. 运用密度泛函理论在不同理论水平和不同基组下计算了轮烯衍生物的静态极化率α和静态第二超极化率γ. 采用含时密度泛函TD-B3LYP方法计算了轮烯分子的紫外吸收光谱. 结果发现: 弥散函数对静态线性极化率α和第二超极化率γ 的计算结果都有显著的影响; 共轭体系的大小和引入的推拉电子基团可以调节轮烯衍生物的第二超极化率. 添加推拉电子基团后不仅能得到更高的非线性光学系数, 也能保证有较好的透光性能, 表明轮稀分子兼具有较高的三阶非线性光学响应和在可见光波段具有良好的透光性的特性. 此外, 采用CAM-B3LYP方法计算了分子1-1和分子2-2的动态(超)极化率. 计算结果表明: 在近红外区, 随着入射光频率的增大, α (ω; ω), γ (-ω; ω, 0, 0) 和γ (-2ω; ω, ω, 0) 都随之增大, 出现近共振增强效应; 在远离共振条件下, α (ω; ω), γ (-ω; ω, 0, 0) 和γ (-2ω; ω, ω, 0) 变化平缓.
超导量子干涉仪(SQUID)放大器具有低输入阻抗、低噪声、低功耗等优点, 目前被广泛用于微弱信号的检测领域. 与其他工艺相比, Nb/Al-AlOx/Nb结构的约瑟夫森结具有相对较高的转变温度(Tc)、高的磁通电压调制系数以及良好的热循环能力、较宽的临界电流范围, 因此是制备SQUID放大器的很好选择. 设计并制作了欠阻尼、过阻尼约瑟夫森结以及具有Washer型输入线圈的单SQUID放大器, 通过在He3制冷机3 K温区下对器件电流-电压特性进行测量, 得到良好的结I-V特性曲线、SQUID调制特性, 初步实现利用SQUID进行放大作用, 并计算了SQUID的电流分辨率. 此项工作对于超导转变边沿传感器读出电路的实现具有重要的意义.
超导量子干涉仪(SQUID)放大器具有低输入阻抗、低噪声、低功耗等优点, 目前被广泛用于微弱信号的检测领域. 与其他工艺相比, Nb/Al-AlOx/Nb结构的约瑟夫森结具有相对较高的转变温度(Tc)、高的磁通电压调制系数以及良好的热循环能力、较宽的临界电流范围, 因此是制备SQUID放大器的很好选择. 设计并制作了欠阻尼、过阻尼约瑟夫森结以及具有Washer型输入线圈的单SQUID放大器, 通过在He3制冷机3 K温区下对器件电流-电压特性进行测量, 得到良好的结I-V特性曲线、SQUID调制特性, 初步实现利用SQUID进行放大作用, 并计算了SQUID的电流分辨率. 此项工作对于超导转变边沿传感器读出电路的实现具有重要的意义.
应用多参考组态相互作用方法计算了GeO分子的第一解离极限(Ge(3Pg)+O(3Pg))对应的18个Λ-S电子态的电子结构. 计算中纳入了Ge原子的3d轨道电子的内壳层-价壳层电子关联效应、标量相对论效应和Davidson修正. 基于计算的电子态的电子结构, 通过求解径向Schrödinger方程获得了束缚电子态的光谱常数Re, Te, ωe, ωeχe, Be, 理论计算给出的这些电子态的光谱常数与之前的实验结果符合得很好. 计算了电子态的电偶极矩随核间距的变化, 分析了电子态的组态成分的变化对电偶极矩的影响. 计算的势能曲线表明, 激发态A1Π, 11Σ-, D1Δ, a3Π, a’3Σ+, d3Δ 和 e3Σ-的绝热激发能密集地分布于26000-37000 cm-1范围内, 这些密集分布的电子态之间的相互作用对振动波函数有明显扰动作用. 借助于激发态之间的自旋-轨道耦合矩阵元, 阐明了邻近的激发态对A1Π和a3Π的扰动作用. 基于计算的A1Π-X1Σ+和A’1Σ+-X1Σ+跃迁的电偶极跃迁矩和Franck-Condon 因子, 给出了A1Π 和A’1Σ+态的最低的六个振动能级的辐射寿命.
应用多参考组态相互作用方法计算了GeO分子的第一解离极限(Ge(3Pg)+O(3Pg))对应的18个Λ-S电子态的电子结构. 计算中纳入了Ge原子的3d轨道电子的内壳层-价壳层电子关联效应、标量相对论效应和Davidson修正. 基于计算的电子态的电子结构, 通过求解径向Schrödinger方程获得了束缚电子态的光谱常数Re, Te, ωe, ωeχe, Be, 理论计算给出的这些电子态的光谱常数与之前的实验结果符合得很好. 计算了电子态的电偶极矩随核间距的变化, 分析了电子态的组态成分的变化对电偶极矩的影响. 计算的势能曲线表明, 激发态A1Π, 11Σ-, D1Δ, a3Π, a’3Σ+, d3Δ 和 e3Σ-的绝热激发能密集地分布于26000-37000 cm-1范围内, 这些密集分布的电子态之间的相互作用对振动波函数有明显扰动作用. 借助于激发态之间的自旋-轨道耦合矩阵元, 阐明了邻近的激发态对A1Π和a3Π的扰动作用. 基于计算的A1Π-X1Σ+和A’1Σ+-X1Σ+跃迁的电偶极跃迁矩和Franck-Condon 因子, 给出了A1Π 和A’1Σ+态的最低的六个振动能级的辐射寿命.
在谐振腔设计过程中, 谐振腔的品质因数以及谐振频率都是需要考虑的关键因素. 传统的方法是通过减小谐振腔的尺寸或者利用高次模来提高谐振腔的谐振频率, 但是由于两种方法都有其局限性, 导致设计结果并不理想. 通过理论计算与模拟仿真相结合的方法, 对影响谐振腔谐振频率的因素进行分析, 得出了填充介质的材料属性与谐振腔谐振频率的关系. 理论计算显示: 当用“左手介质”作为谐振腔的填充物质时, 可以在不改变谐振腔尺寸的基础上提高谐振频率. 高频结构仿真器(high frequency structure simulator)的仿真数据也证明了以上结果, 从而得出谐振腔的谐振频率可以不受谐振腔尺寸的限制. 相较于传统理论而言, 研究结论有进一步的发展, 为探索和设计新颖的谐振腔提供了理论依据.
在谐振腔设计过程中, 谐振腔的品质因数以及谐振频率都是需要考虑的关键因素. 传统的方法是通过减小谐振腔的尺寸或者利用高次模来提高谐振腔的谐振频率, 但是由于两种方法都有其局限性, 导致设计结果并不理想. 通过理论计算与模拟仿真相结合的方法, 对影响谐振腔谐振频率的因素进行分析, 得出了填充介质的材料属性与谐振腔谐振频率的关系. 理论计算显示: 当用“左手介质”作为谐振腔的填充物质时, 可以在不改变谐振腔尺寸的基础上提高谐振频率. 高频结构仿真器(high frequency structure simulator)的仿真数据也证明了以上结果, 从而得出谐振腔的谐振频率可以不受谐振腔尺寸的限制. 相较于传统理论而言, 研究结论有进一步的发展, 为探索和设计新颖的谐振腔提供了理论依据.
采用单电子模型和经典辐射理论分别对低能和高能电子在线偏振激光驻波场中的运动和辐射过程进行了研究. 结果表明: 垂直于激光电场方向入射的低速电子在激光驻波场中随着光强的增大, 逐渐从一维近周期运动演变为二维折叠运动, 并产生强的微米量级波长的太赫兹辐射; 高能电子垂直或者平行于激光电场方向入射到激光驻波场中, 都会产生波长在几个纳米的高频辐射; 低能电子与激光驻波场作用中, 激光强度影响着电子的运动形式、辐射频率以及辐射强度; 高能电子入射时, 激光强度影响了电子高频辐射的强度, 电子初始能量影响着辐射的频率; 电子能量越高, 产生的辐射频率越大. 研究表明可以由激光加速电子的方式得到不同能量的电子束, 并利用电子束在激光驻波场的辐射使之成为太赫兹和X射线波段的小型辐射源. 研究结果可以为实验研究和利用激光驻波场中的电子辐射提供依据.
采用单电子模型和经典辐射理论分别对低能和高能电子在线偏振激光驻波场中的运动和辐射过程进行了研究. 结果表明: 垂直于激光电场方向入射的低速电子在激光驻波场中随着光强的增大, 逐渐从一维近周期运动演变为二维折叠运动, 并产生强的微米量级波长的太赫兹辐射; 高能电子垂直或者平行于激光电场方向入射到激光驻波场中, 都会产生波长在几个纳米的高频辐射; 低能电子与激光驻波场作用中, 激光强度影响着电子的运动形式、辐射频率以及辐射强度; 高能电子入射时, 激光强度影响了电子高频辐射的强度, 电子初始能量影响着辐射的频率; 电子能量越高, 产生的辐射频率越大. 研究表明可以由激光加速电子的方式得到不同能量的电子束, 并利用电子束在激光驻波场的辐射使之成为太赫兹和X射线波段的小型辐射源. 研究结果可以为实验研究和利用激光驻波场中的电子辐射提供依据.
回波信号处理和目标重构算法是相干场成像中的核心数据处理技术, 直接影响系统的成像质量. 基于全相位谱分析理论, 提出一种新的系统融合处理算法, 对接收端回波信号直接提取全相位谱相位及幅值信息实现目标图像重构, 能够有效抑制各种因素带来的频率误差. 经室外实验系统验证, 成像能力大大优于传统重构算法, 重构目标分辨率接近理论极限值.
回波信号处理和目标重构算法是相干场成像中的核心数据处理技术, 直接影响系统的成像质量. 基于全相位谱分析理论, 提出一种新的系统融合处理算法, 对接收端回波信号直接提取全相位谱相位及幅值信息实现目标图像重构, 能够有效抑制各种因素带来的频率误差. 经室外实验系统验证, 成像能力大大优于传统重构算法, 重构目标分辨率接近理论极限值.
基于密度泛函理论的第一性原理, 研究了LiNbO3晶体以及不同Mg浓度的Fe:Mg:LiNbO3晶体的电子结构和吸收光谱. 研究结果显示: 掺铁铌酸锂晶体的杂质能级由Fe 的3d轨道和O的2p轨道贡献, 禁带宽度为2.845 eV; 对于Mg, Fe共掺样品, Mg的浓度小于或等于阈值时, 禁带宽度分别为2.901 和2.805 eV; 掺铁铌酸锂晶体的吸收谱在2.3和2.6 eV处分别存在一个吸收峰, 其强度因Mg的浓度不同而发生变化. 研究结果还表明, 不同浓度的Mg对晶体内Fe2+和Fe3+的浓度以及占位产生了不同的影响. 还提出了光电子的形成不应单独考虑铁的轨道电子态, 而应同时考虑与铁成键的氧的轨道电子态的观点.
基于密度泛函理论的第一性原理, 研究了LiNbO3晶体以及不同Mg浓度的Fe:Mg:LiNbO3晶体的电子结构和吸收光谱. 研究结果显示: 掺铁铌酸锂晶体的杂质能级由Fe 的3d轨道和O的2p轨道贡献, 禁带宽度为2.845 eV; 对于Mg, Fe共掺样品, Mg的浓度小于或等于阈值时, 禁带宽度分别为2.901 和2.805 eV; 掺铁铌酸锂晶体的吸收谱在2.3和2.6 eV处分别存在一个吸收峰, 其强度因Mg的浓度不同而发生变化. 研究结果还表明, 不同浓度的Mg对晶体内Fe2+和Fe3+的浓度以及占位产生了不同的影响. 还提出了光电子的形成不应单独考虑铁的轨道电子态, 而应同时考虑与铁成键的氧的轨道电子态的观点.
电光相位调制器是光纤通信系统、微波光子系统和相干光通信系统中的关键器件之一. 作为器件本征参数, 电光相位调制器的半波电压通常利用光谱方法和电谱方法进行测量. 光谱方法受到光源线宽和光谱仪分辨率限制, 测量的分辨率较低; 电谱方法则需要光电检测之前将相位调制转换成强度调制, 电谱方法的主要困难在于需要对探测器的不平坦响应进行额外校准. 提出了利用双音外差实现电光相位调制器半波电压自校准测量新方法, 该方法利用双音电光相位调制的边带与移频光载波的外差拍频, 对外差拍频信号进行频谱分析, 获得电光相位调制器的半波电压; 通过设定双音调制信号的频率关系, 克服了探测器光电转换中的不平坦频率响应, 实现了自校准测量. 该方法可扩展探测器和频谱仪的测试频率两倍以上, 节省至少一半的带宽需求. 与光谱测量方法相比, 该方法测试分辨率大幅提高且避免了光源线宽的影响; 与传统电域测量方法相比, 该方法无须额外校准, 无驱动功率和工作波长限制, 且对测试仪器带宽需求降低一半以上. 实验证实了所提方法获得的电光相位调制器半波电压的测量结果与光谱分析法获得的结果一致, 且大幅度地提高了测量范围和分辨率. 该方法提供了非常简单的电光相位调制器微波特性化分析方法, 对其他光电子器件分析也提供了参考.
电光相位调制器是光纤通信系统、微波光子系统和相干光通信系统中的关键器件之一. 作为器件本征参数, 电光相位调制器的半波电压通常利用光谱方法和电谱方法进行测量. 光谱方法受到光源线宽和光谱仪分辨率限制, 测量的分辨率较低; 电谱方法则需要光电检测之前将相位调制转换成强度调制, 电谱方法的主要困难在于需要对探测器的不平坦响应进行额外校准. 提出了利用双音外差实现电光相位调制器半波电压自校准测量新方法, 该方法利用双音电光相位调制的边带与移频光载波的外差拍频, 对外差拍频信号进行频谱分析, 获得电光相位调制器的半波电压; 通过设定双音调制信号的频率关系, 克服了探测器光电转换中的不平坦频率响应, 实现了自校准测量. 该方法可扩展探测器和频谱仪的测试频率两倍以上, 节省至少一半的带宽需求. 与光谱测量方法相比, 该方法测试分辨率大幅提高且避免了光源线宽的影响; 与传统电域测量方法相比, 该方法无须额外校准, 无驱动功率和工作波长限制, 且对测试仪器带宽需求降低一半以上. 实验证实了所提方法获得的电光相位调制器半波电压的测量结果与光谱分析法获得的结果一致, 且大幅度地提高了测量范围和分辨率. 该方法提供了非常简单的电光相位调制器微波特性化分析方法, 对其他光电子器件分析也提供了参考.
作用在脆性结构材料表面的高能量密度脉冲会以冲击波的形式传播进入材料内部, 导致压缩破坏和功能失效. 通过设计并引入微孔洞, 显著增强了脆性材料冲击下的塑性变形能力, 从而使脆性结构材料可以有效地吸收耗散冲击波能量, 并抑制冲击诱导裂纹的扩展贯通. 建立格点-弹簧模型并用于模拟研究致密和多孔脆性材料在高能量密度脉冲加载下的冲击塑性机理、能量吸收耗散过程和裂纹扩展过程. 冲击波压缩下孔洞塌缩, 导致体积收缩变形和滑移以及转动变形, 使得多孔脆性材料表现出显著的冲击塑性. 对致密样品、气孔率5%和10%的多孔样品吸能能力的计算表明, 多孔脆性材料吸收耗散高能量密度脉冲的能力远优于致密脆性材料. 在短脉冲加载下, 相较于遭受整体破坏的致密脆性材料, 多孔脆性材料以增加局部区域的损伤程度为代价, 阻止了严重的冲击破坏扩展贯通整个样品, 避免了材料的整体功能失效.
作用在脆性结构材料表面的高能量密度脉冲会以冲击波的形式传播进入材料内部, 导致压缩破坏和功能失效. 通过设计并引入微孔洞, 显著增强了脆性材料冲击下的塑性变形能力, 从而使脆性结构材料可以有效地吸收耗散冲击波能量, 并抑制冲击诱导裂纹的扩展贯通. 建立格点-弹簧模型并用于模拟研究致密和多孔脆性材料在高能量密度脉冲加载下的冲击塑性机理、能量吸收耗散过程和裂纹扩展过程. 冲击波压缩下孔洞塌缩, 导致体积收缩变形和滑移以及转动变形, 使得多孔脆性材料表现出显著的冲击塑性. 对致密样品、气孔率5%和10%的多孔样品吸能能力的计算表明, 多孔脆性材料吸收耗散高能量密度脉冲的能力远优于致密脆性材料. 在短脉冲加载下, 相较于遭受整体破坏的致密脆性材料, 多孔脆性材料以增加局部区域的损伤程度为代价, 阻止了严重的冲击破坏扩展贯通整个样品, 避免了材料的整体功能失效.
基于光滑粒子流体动力学方法, 分别采用实测样品几何缺陷模型和简化V形沟槽模型对铅的微喷射过程进行了模拟. 重点分析了金属表面几何缺陷微细结构对微喷射特性的影响, 并将数值计算结果与相应的实验测量值进行对比. 结果表明, 基于实测样品几何缺陷模型计算的最快喷射速度和累积喷射量与实验测量结果符合得很好. 进一步研究发现, 在实测样品几何缺陷诱导的微喷射过程中存在“二次汇聚喷射”现象, 与单次喷射相比, 该过程会诱导产生更高的喷射速度并显著影响微喷物的空间密度分布. 这说明除了受扰动波长、深度影响外,表面几何缺陷微细结构也是影响金属微喷射过程的重要因素.
基于光滑粒子流体动力学方法, 分别采用实测样品几何缺陷模型和简化V形沟槽模型对铅的微喷射过程进行了模拟. 重点分析了金属表面几何缺陷微细结构对微喷射特性的影响, 并将数值计算结果与相应的实验测量值进行对比. 结果表明, 基于实测样品几何缺陷模型计算的最快喷射速度和累积喷射量与实验测量结果符合得很好. 进一步研究发现, 在实测样品几何缺陷诱导的微喷射过程中存在“二次汇聚喷射”现象, 与单次喷射相比, 该过程会诱导产生更高的喷射速度并显著影响微喷物的空间密度分布. 这说明除了受扰动波长、深度影响外,表面几何缺陷微细结构也是影响金属微喷射过程的重要因素.
将5种不同折射率的液晶分别填入实芯光子晶体光纤的空气孔中, 通过改变外场条件, 研究其输出光谱的变化规律, 并进行了理论模拟分析. 结果表明: 填充液晶后, 输出光谱由全通变为多个波峰的带隙式; 同时, 液晶的折射率差值越大, 其波峰位置越向长波长方向移动, 且相对光强的对比度可以达到16 dB; 温度由20 ℃上升到85 ℃时, 波峰向短波长方向移动, 最大调控范围可达41 nm; 调节电压从0-250 V, 输出光谱的相对光强变小, 但波峰具有较好的稳定性; 在室温下, 波峰不随入射光偏振态的变化而变化. 该液晶光子晶体光纤可应用于温控可调谐滤波器或电控衰减器.
将5种不同折射率的液晶分别填入实芯光子晶体光纤的空气孔中, 通过改变外场条件, 研究其输出光谱的变化规律, 并进行了理论模拟分析. 结果表明: 填充液晶后, 输出光谱由全通变为多个波峰的带隙式; 同时, 液晶的折射率差值越大, 其波峰位置越向长波长方向移动, 且相对光强的对比度可以达到16 dB; 温度由20 ℃上升到85 ℃时, 波峰向短波长方向移动, 最大调控范围可达41 nm; 调节电压从0-250 V, 输出光谱的相对光强变小, 但波峰具有较好的稳定性; 在室温下, 波峰不随入射光偏振态的变化而变化. 该液晶光子晶体光纤可应用于温控可调谐滤波器或电控衰减器.
在传统的纯相位全息显示系统中, 一般基于快速傅里叶变换(FFT)算法来计算相位全息图, 在FFT的计算中需要遵循Nyquist采样定理, 因此, 重建图像的尺寸往往受限于空间光调制器的固定采样率. 这个限制可以通过卷积算法或者两步菲涅耳衍射算法来解决, 但是需要使用多个FFT的计算, 导致计算量增大. 鉴于此, 提出了一种基于透镜的纯相位全息图计算方法. 在全息图的计算中, 通过透镜的成像原理建立一个采样率可变的虚拟全息面, 通过调节相应的距离参数使得在全息图的计算中可以任意调节原始图像的采样率, 摆脱了传统方法中液晶空间光调制器带宽积对重建图像尺寸的限制, 并且这种算法只需使用一次FFT就能达到变采样率的衍射计算, 大幅提高了全息图的计算速度. 数值模拟及光学实验结果证明了此方法可以在全息显示光学系统中清晰地重建不同尺寸的图像. 同时该系统可以有效地消除由空间光调制器的像素化结构带来的零级衍射.
在传统的纯相位全息显示系统中, 一般基于快速傅里叶变换(FFT)算法来计算相位全息图, 在FFT的计算中需要遵循Nyquist采样定理, 因此, 重建图像的尺寸往往受限于空间光调制器的固定采样率. 这个限制可以通过卷积算法或者两步菲涅耳衍射算法来解决, 但是需要使用多个FFT的计算, 导致计算量增大. 鉴于此, 提出了一种基于透镜的纯相位全息图计算方法. 在全息图的计算中, 通过透镜的成像原理建立一个采样率可变的虚拟全息面, 通过调节相应的距离参数使得在全息图的计算中可以任意调节原始图像的采样率, 摆脱了传统方法中液晶空间光调制器带宽积对重建图像尺寸的限制, 并且这种算法只需使用一次FFT就能达到变采样率的衍射计算, 大幅提高了全息图的计算速度. 数值模拟及光学实验结果证明了此方法可以在全息显示光学系统中清晰地重建不同尺寸的图像. 同时该系统可以有效地消除由空间光调制器的像素化结构带来的零级衍射.
本综述首先较为系统地介绍了近代光子学的一个重要分支——纳米等离子激元学(nanoplasmonics)中有关基础概念的物理、光学背景及推动该学科的演绎发展脉络. 这包括由在平滑界面上的光学表面波(optical surface wave)从物理上导出表面等离子激元(surface plasmon polariton, SPP)的概念, 再由粗糙表面及较大金属颗粒对SPP的影响, 引出线度远小于光波长的纳米金属颗粒与光电磁波的相互作用的结果: 本地表面等离子激元(localized surface plasmon polariton)的存在, 亦即纳米等离子激元学的基础. 在简介了纳米等离子激元学器件系统如何在诸多领域突破了传统光学的束缚, 演绎开辟出了近代光学研究的许多特异的新领域后, 特别关注了近期迅速发展并引起越来越多关注的可调制的纳米等离子激元学(tuneable nanoplasmonics)器件的领域. 液晶材料在光学响应方面特有的可调制特性, 使其在纳米等离子激元学器件的调制中成为一个具有非常实用意义的探索方向. 本综述介绍了这方面研究的最新进展, 并对存在的挑战及可能的发展方向等也进行了相应的探讨.
本综述首先较为系统地介绍了近代光子学的一个重要分支——纳米等离子激元学(nanoplasmonics)中有关基础概念的物理、光学背景及推动该学科的演绎发展脉络. 这包括由在平滑界面上的光学表面波(optical surface wave)从物理上导出表面等离子激元(surface plasmon polariton, SPP)的概念, 再由粗糙表面及较大金属颗粒对SPP的影响, 引出线度远小于光波长的纳米金属颗粒与光电磁波的相互作用的结果: 本地表面等离子激元(localized surface plasmon polariton)的存在, 亦即纳米等离子激元学的基础. 在简介了纳米等离子激元学器件系统如何在诸多领域突破了传统光学的束缚, 演绎开辟出了近代光学研究的许多特异的新领域后, 特别关注了近期迅速发展并引起越来越多关注的可调制的纳米等离子激元学(tuneable nanoplasmonics)器件的领域. 液晶材料在光学响应方面特有的可调制特性, 使其在纳米等离子激元学器件的调制中成为一个具有非常实用意义的探索方向. 本综述介绍了这方面研究的最新进展, 并对存在的挑战及可能的发展方向等也进行了相应的探讨.
全息三维显示是真三维显示技术, 其原理是利用光学干涉记录和衍射再现将物体或场景的三维信息全部重建出来, 所以观看全息三维图像与观看真实物体或场景的效果一样. 近期全息研究领域有一些突破性的成果被报道, 将推动全息显示的应用不断走向成熟. 本文将重点介绍基于光学材料和空间光调制器为全息图承载载体的动态全息三维显示最新发展状况. 虽然动态全息三维显示研究仍然存在挑战, 但最近研究中已经利用光学材料实现了实时动态全息三维视频显示, 这为未来实现大尺寸、高分辨率、彩色全息真三维视频显示提供了可能.
全息三维显示是真三维显示技术, 其原理是利用光学干涉记录和衍射再现将物体或场景的三维信息全部重建出来, 所以观看全息三维图像与观看真实物体或场景的效果一样. 近期全息研究领域有一些突破性的成果被报道, 将推动全息显示的应用不断走向成熟. 本文将重点介绍基于光学材料和空间光调制器为全息图承载载体的动态全息三维显示最新发展状况. 虽然动态全息三维显示研究仍然存在挑战, 但最近研究中已经利用光学材料实现了实时动态全息三维视频显示, 这为未来实现大尺寸、高分辨率、彩色全息真三维视频显示提供了可能.
针对蓝相液晶显示器中的暗态漏光特性, 采用时域有限差分方法模拟计算了胆甾相液晶的平面态和焦锥态以及蓝相II态液晶的透射和反射特性, 得到了它们在正交和平行偏振片之间的漏光, 并提出了计算等效旋光能力的公式以比较它们的旋光能力. 通过对比焦锥态和蓝相液晶的旋光能力和漏光特性发现, 采用焦锥态替代蓝相液晶而得到良好的暗态特性是一种可行的方法. 通过研究它们的布拉格反射特性, 得知蓝相液晶的布拉格反射与平面态相似, 但反射强度小, 焦锥态无明显的布拉格反射特性.
针对蓝相液晶显示器中的暗态漏光特性, 采用时域有限差分方法模拟计算了胆甾相液晶的平面态和焦锥态以及蓝相II态液晶的透射和反射特性, 得到了它们在正交和平行偏振片之间的漏光, 并提出了计算等效旋光能力的公式以比较它们的旋光能力. 通过对比焦锥态和蓝相液晶的旋光能力和漏光特性发现, 采用焦锥态替代蓝相液晶而得到良好的暗态特性是一种可行的方法. 通过研究它们的布拉格反射特性, 得知蓝相液晶的布拉格反射与平面态相似, 但反射强度小, 焦锥态无明显的布拉格反射特性.
提高液晶波前校正器的响应速度是增加液晶自适应光学系统校正带宽的关键, 而研究设计低旋转黏度的液晶分子是提高液晶波前校正器响应速度的根本方法. 利用原子水平上的分子动力学方法获得了目标分子的液相、向列相以及近晶相, 给出了理论计算液晶分子序参数以及旋转黏度的方法. 与此同时, 结合实验方法, 提出利用混合液晶分子动力学模拟来比较液晶分子旋转黏度的大小, 通过多次模拟、多起始点数据处理最大限度消除了因边界尺寸效应带来的数据波动, 最后给出了两种高性能液晶分子的具体比较结果. 这种分子动力学模拟方法能够探查分子结构细微差别对液晶相态以及旋转黏度的影响, 为设计低旋转黏度的液晶分子提供了理论支持, 必将为快速响应液晶材料的设计提供帮助.
提高液晶波前校正器的响应速度是增加液晶自适应光学系统校正带宽的关键, 而研究设计低旋转黏度的液晶分子是提高液晶波前校正器响应速度的根本方法. 利用原子水平上的分子动力学方法获得了目标分子的液相、向列相以及近晶相, 给出了理论计算液晶分子序参数以及旋转黏度的方法. 与此同时, 结合实验方法, 提出利用混合液晶分子动力学模拟来比较液晶分子旋转黏度的大小, 通过多次模拟、多起始点数据处理最大限度消除了因边界尺寸效应带来的数据波动, 最后给出了两种高性能液晶分子的具体比较结果. 这种分子动力学模拟方法能够探查分子结构细微差别对液晶相态以及旋转黏度的影响, 为设计低旋转黏度的液晶分子提供了理论支持, 必将为快速响应液晶材料的设计提供帮助.
在铜(Cu)和非晶铟镓锌氧化物(a-IGZO)之间插入30 nm厚的钼(Mo)接触层, 制备了具有Cu-Mo源漏电极的a-IGZO薄膜晶体管(TFT). Mo接触层不仅能够抑制Cu与a-IGZO有源层之间的扩散, 而且提高了Cu电极与玻璃基底以及栅极绝缘层的结合强度. 制备的Cu-Mo结构TFT与纯Cu 结构TFT相比, 具有较高的迁移率(～9.26 cm2·V-1·s-1)、更短的电流传输长度(～0.2 μm)、更低的接触电阻(～1072 Ω)和有效接触电阻率(～1×10-4Ω·cm2), 能够满足TFT 阵列高导互联的要求.
在铜(Cu)和非晶铟镓锌氧化物(a-IGZO)之间插入30 nm厚的钼(Mo)接触层, 制备了具有Cu-Mo源漏电极的a-IGZO薄膜晶体管(TFT). Mo接触层不仅能够抑制Cu与a-IGZO有源层之间的扩散, 而且提高了Cu电极与玻璃基底以及栅极绝缘层的结合强度. 制备的Cu-Mo结构TFT与纯Cu 结构TFT相比, 具有较高的迁移率(～9.26 cm2·V-1·s-1)、更短的电流传输长度(～0.2 μm)、更低的接触电阻(～1072 Ω)和有效接触电阻率(～1×10-4Ω·cm2), 能够满足TFT 阵列高导互联的要求.