以电感电流伪连续导电模式(pseudo-continuous conduction mode, PCCM)下Buck变换器为例, 通过对开关变换器的开关模态的完整描述, 建立了PCCM Buck变换器的精确离散时间模型. 基于该模型, 研究了PCCM Buck变换器在负载电阻、电感等效串联电阻、电感、电容、参考电流和输入电压等电路参数变化时的分岔行为, 并揭示了变换器存在的次谐波振荡、倍周期分岔和混沌等复杂动力学行为. 基于分段光滑开关模型的数值仿真, 得到变换器在不同负载电阻下的时域波形图和相轨图, 验证了离散时间模型的正确性. 理论分析和仿真结果表明: PCCM Buck变换器更适合工作在轻载条件, 加大负载会导致变换器工作状态的失稳以及工作模式的转移; 电感的等效串联电阻对变换器稳定性具有一定程度的影响, 且等效串联电阻越大, 变换器越稳定. 研究结果对于设计与控制PCCM Buck变换器具有重要意义.
以电感电流伪连续导电模式(pseudo-continuous conduction mode, PCCM)下Buck变换器为例, 通过对开关变换器的开关模态的完整描述, 建立了PCCM Buck变换器的精确离散时间模型. 基于该模型, 研究了PCCM Buck变换器在负载电阻、电感等效串联电阻、电感、电容、参考电流和输入电压等电路参数变化时的分岔行为, 并揭示了变换器存在的次谐波振荡、倍周期分岔和混沌等复杂动力学行为. 基于分段光滑开关模型的数值仿真, 得到变换器在不同负载电阻下的时域波形图和相轨图, 验证了离散时间模型的正确性. 理论分析和仿真结果表明: PCCM Buck变换器更适合工作在轻载条件, 加大负载会导致变换器工作状态的失稳以及工作模式的转移; 电感的等效串联电阻对变换器稳定性具有一定程度的影响, 且等效串联电阻越大, 变换器越稳定. 研究结果对于设计与控制PCCM Buck变换器具有重要意义.
利用半经典方法研究了平行电磁场中里德堡氢原子的分形自相似现象. 通过研究平行电磁场中里德堡氢原子的逃逸时间和初始出射角间的关系, 发现了逃逸时间图的自相似结构, 并通过研究与图中冰柱对应的逃逸轨道, 得到了自相似结构和逃逸轨道之间的关系, 发现了该类自相似逃逸轨道满足的规律. 进一步研究了标度能量和标度磁场对体系动力学的影响, 表明标度能量和标度磁场均控制体系的分形自相似结构. 当标度能量或标度磁场比较小时, 没有自相似现象, 随着标度能量或标度磁场的增大, 自相似出现, 体系变复杂.
利用半经典方法研究了平行电磁场中里德堡氢原子的分形自相似现象. 通过研究平行电磁场中里德堡氢原子的逃逸时间和初始出射角间的关系, 发现了逃逸时间图的自相似结构, 并通过研究与图中冰柱对应的逃逸轨道, 得到了自相似结构和逃逸轨道之间的关系, 发现了该类自相似逃逸轨道满足的规律. 进一步研究了标度能量和标度磁场对体系动力学的影响, 表明标度能量和标度磁场均控制体系的分形自相似结构. 当标度能量或标度磁场比较小时, 没有自相似现象, 随着标度能量或标度磁场的增大, 自相似出现, 体系变复杂.
通过数值计算, 研究了强激光场中CO2 分子在不同波长和取向角下产生的高次谐波辐射的效率. 发现CO2 分子的垂直谐波效率在较小的和中间的取向角时倾向于与平行谐波效率可比或更高, 而在较大的取向角时, 垂直谐波效率远低于平行谐波效率. 进一步的分析表明, CO2 分子的结构对其垂直谐波效率有重要的影响, 且该影响与波长有关. 建议对于较复杂的分子, 应该在分子的轨道成像实验中考虑垂直谐波的贡献.
通过数值计算, 研究了强激光场中CO2 分子在不同波长和取向角下产生的高次谐波辐射的效率. 发现CO2 分子的垂直谐波效率在较小的和中间的取向角时倾向于与平行谐波效率可比或更高, 而在较大的取向角时, 垂直谐波效率远低于平行谐波效率. 进一步的分析表明, CO2 分子的结构对其垂直谐波效率有重要的影响, 且该影响与波长有关. 建议对于较复杂的分子, 应该在分子的轨道成像实验中考虑垂直谐波的贡献.
提出了一种新型的基于光电振荡器的重复频率可调谐的超低抖动光窄脉冲源. 光电振荡器系统可以产生超低相位噪声的微波信号; 被该信号调制的直调光经过两次相位调制之后, 使光脉冲的啁啾增强; 再通过一段色散补偿光纤, 光脉冲被进一步压窄. 实验中使用YIG可调滤波器, 可以得到812 GHz内步进为200 MHz的可调谐微波信号, 因此光脉冲的重复频率具有可调谐性. 当微波信号即脉冲重复频率为9.6 GHz时, 测得脉冲宽度为3.7 ps, 相位噪声为-130.1 dBc/Hz@10 kHz. 由此得出光脉冲的瞬时抖动为60.1 fs (100 Hz1 MHz), 因此该方案产生的光窄脉冲源具有超低的抖动.
提出了一种新型的基于光电振荡器的重复频率可调谐的超低抖动光窄脉冲源. 光电振荡器系统可以产生超低相位噪声的微波信号; 被该信号调制的直调光经过两次相位调制之后, 使光脉冲的啁啾增强; 再通过一段色散补偿光纤, 光脉冲被进一步压窄. 实验中使用YIG可调滤波器, 可以得到812 GHz内步进为200 MHz的可调谐微波信号, 因此光脉冲的重复频率具有可调谐性. 当微波信号即脉冲重复频率为9.6 GHz时, 测得脉冲宽度为3.7 ps, 相位噪声为-130.1 dBc/Hz@10 kHz. 由此得出光脉冲的瞬时抖动为60.1 fs (100 Hz1 MHz), 因此该方案产生的光窄脉冲源具有超低的抖动.
涡旋光束的产生与应用是当前光学领域的研究热点. 利用傅里叶级数展开法分析了四台阶相位板的相位结构, 发现四台阶相位板可看作是由一系列不同拓扑荷数的螺旋相位板所组成, 用线偏振光直接照射相位板时, 将产生多级衍射光波, 各级衍射光均为不同拓扑荷数的涡旋光波, 由于多级衍射光波间的干涉导致光强分布偏离轴对称分布, 因而与涡旋光波有一定差距. 在此基础上, 提出了用四台阶相位板产生涡旋光束的新方案, 借助于Mach-Zehnder 干涉仪光路, 两块四台阶相位板产生的衍射光干涉叠加, 通过调节干涉仪光路的相位差, 使一部分衍射级干涉相消, 另一部分衍射级干涉相长, 相互加强, 从而把线偏振光转换为涡旋光束. 数值模拟计算了几种周期数不同的四台阶相位板衍射光强和角动量分布, 并与螺旋相位板进行比较, 证明用简单的四台阶相位板不仅能够获得与用螺旋相位板相同的涡旋光束, 而且可以用周期数较小的四台阶相位板产生具有大拓扑荷数的涡旋光束, 降低了制作相位板的难度.
涡旋光束的产生与应用是当前光学领域的研究热点. 利用傅里叶级数展开法分析了四台阶相位板的相位结构, 发现四台阶相位板可看作是由一系列不同拓扑荷数的螺旋相位板所组成, 用线偏振光直接照射相位板时, 将产生多级衍射光波, 各级衍射光均为不同拓扑荷数的涡旋光波, 由于多级衍射光波间的干涉导致光强分布偏离轴对称分布, 因而与涡旋光波有一定差距. 在此基础上, 提出了用四台阶相位板产生涡旋光束的新方案, 借助于Mach-Zehnder 干涉仪光路, 两块四台阶相位板产生的衍射光干涉叠加, 通过调节干涉仪光路的相位差, 使一部分衍射级干涉相消, 另一部分衍射级干涉相长, 相互加强, 从而把线偏振光转换为涡旋光束. 数值模拟计算了几种周期数不同的四台阶相位板衍射光强和角动量分布, 并与螺旋相位板进行比较, 证明用简单的四台阶相位板不仅能够获得与用螺旋相位板相同的涡旋光束, 而且可以用周期数较小的四台阶相位板产生具有大拓扑荷数的涡旋光束, 降低了制作相位板的难度.
为了实现连续稳定、高速、高精度和高灵敏度的光学旋光测量, 考虑到弹光偏振调制技术具有高的调制频率、调制纯度、调制精度和良好的调制稳定度等应用优势, 设计了一种基于弹光调制的旋光测量新方案. 检测激光经起偏器、测量样品、弹光调制器和检偏器到探测器的光路设计, 使得测量系统选用较少的光学器件, 最大化地降低了光学器件可能引入的测量误差; 起偏器和检偏器偏振轴相对于弹光调制器快轴方向分别取0°和45°的光学安排, 并选择弹光调制的二倍频信号作为研究对象, 有效避免了弹光调制器剩余双折射对旋光样品测量的影响, 提高了旋光测量精确度; 将探测器输出调制信号的直流和交流分开输出, 并将交流信号进行前置放大处理, 然后再锁相输出, 进一步提高了测量灵敏度. 设计了将激光调制为圆偏光, 然后精确调节起偏器来替代样品的旋光测量验证试验, 确定了系统旋光测量的比列系数, 并且获得旋光测量灵敏度为3.15×10-7 rad, 测量精度优于0.3%. 所以, 本方案实现了较高灵敏度旋光测量, 有望应用于高灵敏旋光测量领域, 并且本方案的实验可为高灵敏旋光测量系统的定标提供参考.
为了实现连续稳定、高速、高精度和高灵敏度的光学旋光测量, 考虑到弹光偏振调制技术具有高的调制频率、调制纯度、调制精度和良好的调制稳定度等应用优势, 设计了一种基于弹光调制的旋光测量新方案. 检测激光经起偏器、测量样品、弹光调制器和检偏器到探测器的光路设计, 使得测量系统选用较少的光学器件, 最大化地降低了光学器件可能引入的测量误差; 起偏器和检偏器偏振轴相对于弹光调制器快轴方向分别取0°和45°的光学安排, 并选择弹光调制的二倍频信号作为研究对象, 有效避免了弹光调制器剩余双折射对旋光样品测量的影响, 提高了旋光测量精确度; 将探测器输出调制信号的直流和交流分开输出, 并将交流信号进行前置放大处理, 然后再锁相输出, 进一步提高了测量灵敏度. 设计了将激光调制为圆偏光, 然后精确调节起偏器来替代样品的旋光测量验证试验, 确定了系统旋光测量的比列系数, 并且获得旋光测量灵敏度为3.15×10-7 rad, 测量精度优于0.3%. 所以, 本方案实现了较高灵敏度旋光测量, 有望应用于高灵敏旋光测量领域, 并且本方案的实验可为高灵敏旋光测量系统的定标提供参考.
提出了利用在一维传输线共振器中的破坏对称性的超导人造原子来制备型四比特纠缠态的方案. 方案中所用到的型三能级人造原子不同于自然的原子, 它可以产生循环跃迁. 经过适当时间的相互作用和简单的操作, 可以得到想要制备的纠缠态. 由于人造原子的激发态和光子态被绝热消除, 所以该方案对于人造原子的自发辐射和传输线共振器的衰减是鲁棒的.
提出了利用在一维传输线共振器中的破坏对称性的超导人造原子来制备型四比特纠缠态的方案. 方案中所用到的型三能级人造原子不同于自然的原子, 它可以产生循环跃迁. 经过适当时间的相互作用和简单的操作, 可以得到想要制备的纠缠态. 由于人造原子的激发态和光子态被绝热消除, 所以该方案对于人造原子的自发辐射和传输线共振器的衰减是鲁棒的.
基于单根10 m大模场面积保偏光子晶体光纤, 搭建了带有色散图的放大自相似振荡器; 通过仔细调节腔内色散量的大小以及位于色散补偿端的端镜前的狭缝位置和大小, 实现了稳定的锁模运转, 获得了抛物线形脉冲输出. 输出脉冲的重复频率为8.6 MHz, 脉冲宽度为6.2 ps, 光谱宽度为3.84 nm, 平均功率820 mW, 对应单脉冲能量95 nJ. 这是第一次在自相似振荡器中直接获得重复频率在10 MHz 以下的脉冲输出, 95 nJ也是目前自相似振荡器直接输出的最高脉冲能量. 通过数值模拟证实了在第一个光栅的零级反射处和狭缝滤波后可以分别实现抛物线型脉冲和高斯脉冲的两种锁模脉冲输出.
基于单根10 m大模场面积保偏光子晶体光纤, 搭建了带有色散图的放大自相似振荡器; 通过仔细调节腔内色散量的大小以及位于色散补偿端的端镜前的狭缝位置和大小, 实现了稳定的锁模运转, 获得了抛物线形脉冲输出. 输出脉冲的重复频率为8.6 MHz, 脉冲宽度为6.2 ps, 光谱宽度为3.84 nm, 平均功率820 mW, 对应单脉冲能量95 nJ. 这是第一次在自相似振荡器中直接获得重复频率在10 MHz 以下的脉冲输出, 95 nJ也是目前自相似振荡器直接输出的最高脉冲能量. 通过数值模拟证实了在第一个光栅的零级反射处和狭缝滤波后可以分别实现抛物线型脉冲和高斯脉冲的两种锁模脉冲输出.
从高双折射光纤中含有拉曼增益的耦合非线性薛定谔方程出发, 利用拉格朗日方法, 推导出了暗孤子俘获的阈值, 并利用快速分步傅里叶变换, 模拟了孤子的两个正交偏振分量的演化, 对比了两种方法得到的阈值, 探究了暗孤子俘获受拉曼增益的影响. 研究发现解析解所得阈值比数值解偏小, 且群速度失配越小时, 二者符合得越好; 并且拉曼增益减小了暗孤子的俘获阈值, 当平行拉曼增益增大时, 俘获阈值减小加快.
从高双折射光纤中含有拉曼增益的耦合非线性薛定谔方程出发, 利用拉格朗日方法, 推导出了暗孤子俘获的阈值, 并利用快速分步傅里叶变换, 模拟了孤子的两个正交偏振分量的演化, 对比了两种方法得到的阈值, 探究了暗孤子俘获受拉曼增益的影响. 研究发现解析解所得阈值比数值解偏小, 且群速度失配越小时, 二者符合得越好; 并且拉曼增益减小了暗孤子的俘获阈值, 当平行拉曼增益增大时, 俘获阈值减小加快.
基于石墨烯的光学非线性特性和器件研究正在成为新一代微纳光子器件的一个重要方向. 采用峰值功率为kW量级的飞秒脉冲抽运和P型掺杂石墨烯薄膜包裹的微光纤所构成的复合波导结构, 在1550 nm波段成功激发并观察到级联四波混频现象. 实验 结果表明, 这种P型掺杂石墨烯包裹的微光纤复合波导具有非线性系数高、结构紧凑, 可承受高功率和超快响应的特点, 对基于该结构的级联四波混频特性的研究在基于超快光学的多波长光源、光参量放大以及全光再生等领域具有参考价值和应用意义
基于石墨烯的光学非线性特性和器件研究正在成为新一代微纳光子器件的一个重要方向. 采用峰值功率为kW量级的飞秒脉冲抽运和P型掺杂石墨烯薄膜包裹的微光纤所构成的复合波导结构, 在1550 nm波段成功激发并观察到级联四波混频现象. 实验 结果表明, 这种P型掺杂石墨烯包裹的微光纤复合波导具有非线性系数高、结构紧凑, 可承受高功率和超快响应的特点, 对基于该结构的级联四波混频特性的研究在基于超快光学的多波长光源、光参量放大以及全光再生等领域具有参考价值和应用意义
根据稳态损耗因子的定义, 推导了含多阶模态的频带稳态损耗因子公式, 得到结论: 稳态损耗因子不一定介于各阶模态损耗因子之间, 而是与各阶模态对振动响应的贡献程度有关. 提出了过程损耗因子的概念, 并给出了利用频带内各模态固有频率、损耗因子和振幅计算过程损耗因子的方法. 当时间趋于无穷时, 过程损耗因子趋于只由最小模态损耗因子贡献的稳态损耗因子. 传统衰减法测试稳态损耗因子在频带内仅有单个模态或模态密集的情况下精度较高, 但对于含有多阶模态且模态不密集的中频带, 采用传统衰减法准确获取稳态损耗因子存在困难. 根据过程损耗因子的特点, 提出了利用时域衰减曲线逐步分离频带内不同衰减特性分量及其响应幅度从而获取稳态损耗因子的方法. 仿真和实验均表明: 提出的利用时域衰减数据获取稳态损耗因子的方法具有很高精度, 可以弥补传统衰减法在中频段损耗因子实验确定中的不足.
根据稳态损耗因子的定义, 推导了含多阶模态的频带稳态损耗因子公式, 得到结论: 稳态损耗因子不一定介于各阶模态损耗因子之间, 而是与各阶模态对振动响应的贡献程度有关. 提出了过程损耗因子的概念, 并给出了利用频带内各模态固有频率、损耗因子和振幅计算过程损耗因子的方法. 当时间趋于无穷时, 过程损耗因子趋于只由最小模态损耗因子贡献的稳态损耗因子. 传统衰减法测试稳态损耗因子在频带内仅有单个模态或模态密集的情况下精度较高, 但对于含有多阶模态且模态不密集的中频带, 采用传统衰减法准确获取稳态损耗因子存在困难. 根据过程损耗因子的特点, 提出了利用时域衰减曲线逐步分离频带内不同衰减特性分量及其响应幅度从而获取稳态损耗因子的方法. 仿真和实验均表明: 提出的利用时域衰减数据获取稳态损耗因子的方法具有很高精度, 可以弥补传统衰减法在中频段损耗因子实验确定中的不足.
锁相是指系统的响应与周期性刺激的特定相位同步的物理现象. 听觉神经的锁相对揭示人的听觉认知基本的神经机理及改善听觉感知有重要意义. 然而, 现有研究主要集中于心理物理方法和幅度谱分析, 不能有效区分包络响应和时域细节结构响应, 不能直观反映神经锁相. 本文主要利用拔靴法和离散傅里叶变换, 提出了基于样本熵的时域细节结构频率跟随响应(temporal-fine-structure-related frequency following response, FFRT)的神经锁相值(phase locking value, PLV)计算方法, 用于分析神经物理实验数据. 两个脑电实验结果表明: FFRT的PLV样本熵显著大于包络相关频率跟随响应(envelope-related frequency following response, FFRE)的PLV, 且二者正交独立, 新方法能有效地分别反映听觉系统对包络和时间细节结构的锁相机理; 基频处的响应主要来源于FFRE的锁相; 基频处, 不可分辨谐波成分包络的锁相能力优于对可分辨谐波; 基频缺失时, 畸变产物是不同的听觉神经通路的FFRE的混合; 谐波处, FFRE 集中于低频, FFRT则集中于中、高频; 听觉神经元锁相能力与声源的频率可分辨性相关. FFRT的PLV方法克服了现有FFR分析的局限性, 可用于深入研究听觉神经机理.
锁相是指系统的响应与周期性刺激的特定相位同步的物理现象. 听觉神经的锁相对揭示人的听觉认知基本的神经机理及改善听觉感知有重要意义. 然而, 现有研究主要集中于心理物理方法和幅度谱分析, 不能有效区分包络响应和时域细节结构响应, 不能直观反映神经锁相. 本文主要利用拔靴法和离散傅里叶变换, 提出了基于样本熵的时域细节结构频率跟随响应(temporal-fine-structure-related frequency following response, FFRT)的神经锁相值(phase locking value, PLV)计算方法, 用于分析神经物理实验数据. 两个脑电实验结果表明: FFRT的PLV样本熵显著大于包络相关频率跟随响应(envelope-related frequency following response, FFRE)的PLV, 且二者正交独立, 新方法能有效地分别反映听觉系统对包络和时间细节结构的锁相机理; 基频处的响应主要来源于FFRE的锁相; 基频处, 不可分辨谐波成分包络的锁相能力优于对可分辨谐波; 基频缺失时, 畸变产物是不同的听觉神经通路的FFRE的混合; 谐波处, FFRE 集中于低频, FFRT则集中于中、高频; 听觉神经元锁相能力与声源的频率可分辨性相关. FFRT的PLV方法克服了现有FFR分析的局限性, 可用于深入研究听觉神经机理.
提出一类组合梯度系统, 即将梯度系统与斜梯度系统相加而组成的一个系统, 并研究组合梯度系统的重要性质. 将广义Birkhoff系统在一定条件下化成组合梯度系统, 并利用组合梯度系统的性质来研究广义Birkhoff系统的积分和稳定性.
提出一类组合梯度系统, 即将梯度系统与斜梯度系统相加而组成的一个系统, 并研究组合梯度系统的重要性质. 将广义Birkhoff系统在一定条件下化成组合梯度系统, 并利用组合梯度系统的性质来研究广义Birkhoff系统的积分和稳定性.
采用格子Boltzmann方法的多松弛模型和Shan-Chen多相流模型对雷诺数为100的疏水表面方柱绕流进行了数值模拟, 分析了疏水表面接触角和来流含气率对方柱绕流流场的影响. 研究结果表明: 疏水表面接触角一定时, 来流含气率在一定范围内, 疏水表面具有减阻的能力, 超出这一范围时会出现阻力系数、升力系数升高的现象, 同时在方柱近壁面处伴随涡的形成产生了气团脱落; 当来流含气率处于适当水平时, 接触角越大, 绕流物体近壁面处含气率越稳定, 减阻效果越明显. 分析发现疏水表面减阻的关键在于保证近壁面处气层的稳定性, 此时接触角越大, 减阻效果越明显. 本文从含气率角度出发分析疏水表面的减阻现象, 为进一步探索疏水表面减阻机理提出了新的思路.
采用格子Boltzmann方法的多松弛模型和Shan-Chen多相流模型对雷诺数为100的疏水表面方柱绕流进行了数值模拟, 分析了疏水表面接触角和来流含气率对方柱绕流流场的影响. 研究结果表明: 疏水表面接触角一定时, 来流含气率在一定范围内, 疏水表面具有减阻的能力, 超出这一范围时会出现阻力系数、升力系数升高的现象, 同时在方柱近壁面处伴随涡的形成产生了气团脱落; 当来流含气率处于适当水平时, 接触角越大, 绕流物体近壁面处含气率越稳定, 减阻效果越明显. 分析发现疏水表面减阻的关键在于保证近壁面处气层的稳定性, 此时接触角越大, 减阻效果越明显. 本文从含气率角度出发分析疏水表面的减阻现象, 为进一步探索疏水表面减阻机理提出了新的思路.
利用脉宽250 μs、占空比5%的0–1.5 A脉冲电流, 分别在50, 70, 90, 110, 130 ℃条件下, 对TO-247-2L封装型PIN快恢复二极管大电流下的校温曲线进行了测量分析. 研究发现, 恒定大电流条件下, 二极管的校温曲线随温度变化发生弯曲. 分析表明, 弯曲现象主要是由于串联电阻受迁移率的影响随温度发生变化而引起的. 通过实验测量及理论计算, 得到了准确的非线性校温曲线, 从而减小了瞬态大电流测量结温中的误差.
利用脉宽250 μs、占空比5%的0–1.5 A脉冲电流, 分别在50, 70, 90, 110, 130 ℃条件下, 对TO-247-2L封装型PIN快恢复二极管大电流下的校温曲线进行了测量分析. 研究发现, 恒定大电流条件下, 二极管的校温曲线随温度变化发生弯曲. 分析表明, 弯曲现象主要是由于串联电阻受迁移率的影响随温度发生变化而引起的. 通过实验测量及理论计算, 得到了准确的非线性校温曲线, 从而减小了瞬态大电流测量结温中的误差.
基于密度泛函的第一性原理研究了金衬底对单层二硫化钼电子性能的调控作用. 从结合能、能带结构、电子态密度和差分电荷密度四个方面进行了深入研究. 结合能计算确定了硫原子层在界面的排布方式, 并指出这种吸附结构并不稳定. 能带结构分析证实了金衬底与单层二硫化钼形成肖特基接触, 并出现钉扎效应. 电子态密度分析表明金衬底并没有影响硫原子和钼原子之间的共价键, 而是通过调控单层二硫化钼的电子态密度增加其导电率. 差分电荷密度分析表明单层二硫化钼的导电通道可能在界面处产生. 研究结果可对单层二硫化钼晶体管的建模和实验制备提供指导.
基于密度泛函的第一性原理研究了金衬底对单层二硫化钼电子性能的调控作用. 从结合能、能带结构、电子态密度和差分电荷密度四个方面进行了深入研究. 结合能计算确定了硫原子层在界面的排布方式, 并指出这种吸附结构并不稳定. 能带结构分析证实了金衬底与单层二硫化钼形成肖特基接触, 并出现钉扎效应. 电子态密度分析表明金衬底并没有影响硫原子和钼原子之间的共价键, 而是通过调控单层二硫化钼的电子态密度增加其导电率. 差分电荷密度分析表明单层二硫化钼的导电通道可能在界面处产生. 研究结果可对单层二硫化钼晶体管的建模和实验制备提供指导.
采用基于密度泛函的第一性原理平面波赝势方法计算Mg-Y-Zn合金三元金属间化合物X-Mg12YZn 相和W-Mg3Y2Zn3相的晶格常数、形成焓和电子结构. 形成焓的计算结果表明, X-Mg12YZn相和W-Mg3Y2Zn3相都具有负的形成焓, 并且W-Mg3Y2Zn3相的形成焓更低; 电子结构的计算分析表明, W-Mg3Y2Zn3相成键峰主要来自Mg的2p轨道、Zn的3p轨道和Y的4d轨道的贡献. 而X-Mg12YZn相成键峰主要来自Mg的3s和2p轨道、Zn的3p轨道和Y的4d轨道的贡献. 对W-Mg3Y2Zn3相(011)面和X-Mg12YZn相(0001)面的电荷密度分析表明, 两相中Zn-Y原子间都形成了共价键, 且W-Mg3Y2Zn3相的共价性比X-Mg12YZn相的共价性更强. 在费米能级低能级处, W-Mg3Y2Zn3相具有更多的成键电子数, 决定了W-Mg3Y2Zn3相比X-Mg12YZn相有更好的相稳定性.
采用基于密度泛函的第一性原理平面波赝势方法计算Mg-Y-Zn合金三元金属间化合物X-Mg12YZn 相和W-Mg3Y2Zn3相的晶格常数、形成焓和电子结构. 形成焓的计算结果表明, X-Mg12YZn相和W-Mg3Y2Zn3相都具有负的形成焓, 并且W-Mg3Y2Zn3相的形成焓更低; 电子结构的计算分析表明, W-Mg3Y2Zn3相成键峰主要来自Mg的2p轨道、Zn的3p轨道和Y的4d轨道的贡献. 而X-Mg12YZn相成键峰主要来自Mg的3s和2p轨道、Zn的3p轨道和Y的4d轨道的贡献. 对W-Mg3Y2Zn3相(011)面和X-Mg12YZn相(0001)面的电荷密度分析表明, 两相中Zn-Y原子间都形成了共价键, 且W-Mg3Y2Zn3相的共价性比X-Mg12YZn相的共价性更强. 在费米能级低能级处, W-Mg3Y2Zn3相具有更多的成键电子数, 决定了W-Mg3Y2Zn3相比X-Mg12YZn相有更好的相稳定性.
在纤锌矿结构Zn1-xMgxO/ZnO异质结构中发现了高迁移率的二维电子气(2DEG), 2DEG 的产生很可能是由于界面上存在不连续极化, 而且2DEG通常也被认为是由极化电荷产生的结果. 为了探索2DEG的形成机理及其产生的根源, 研究Zn1-xMgxO合金的极化特性与ZnO/Zn1-xMgxO超晶格的能带排列是非常必要的. 基于第一性原理广义梯度近似+U方法研究了Zn1-xMgxO合金的自发极化随Mg组分x的变化关系, 其中极化特性的计算采用Berry-phase方法. 由于ZnO与Zn1-xMgxO 面内晶格参数大小相当, ZnO 与Zn1-xMgxO 的界面匹配度优良, 所以ZnO/Zn1-xMgxO 超晶格模型较容易建立. 计算了Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格静电势的面内平均及其沿着Z(0001)方向上的宏观平均. (5+3)Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格拥有较大的尺寸, 确保远离界面的Mg0.25Zn0.75O与ZnO区域与块体计算情况一致. 除此之外, 基于宏观平均为能量参考, 计算得到Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格界面处价带偏差为0.26 eV, 并且导带偏差与价带偏差的比值处于合理区间, 这与近来实验上报道的结果相符. 除了ZnO在[0001]方向上产生自发极化外, 由于在ZnO中引入Mg杂质会产生应变应力, 导致MgxZn1-xO层产生额外的极化值. 这样必然会在Mg0.25Zn0.75O/Zn界面处产生非连续极化现象, 促使单极性电荷在界面处积累, 从而在Mg0.25Zn0.75O/Zn超晶格中产生内在电场. 此外, 计算了Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格的能带排列, 由于价带偏差 EV=0.26 eV与导带偏差EC=0.33 eV, 表明能带遵循I型排列. Mg0.25Zn0.75O/ZnO 的这种能带排列方式足以让电子与空穴在势阱中产生禁闭作用. 2DEG在电子学与光电子学领域都有重要应用, 本文的研究结果将对Mg0.25Zn0.75O/ZnO 界面2DEG的设计与优化中起到重要作用, 并且可以作为研究其他Mg组分的MgxZn1-xO/ZnO超晶格界面电子气特性的参考依据.
在纤锌矿结构Zn1-xMgxO/ZnO异质结构中发现了高迁移率的二维电子气(2DEG), 2DEG 的产生很可能是由于界面上存在不连续极化, 而且2DEG通常也被认为是由极化电荷产生的结果. 为了探索2DEG的形成机理及其产生的根源, 研究Zn1-xMgxO合金的极化特性与ZnO/Zn1-xMgxO超晶格的能带排列是非常必要的. 基于第一性原理广义梯度近似+U方法研究了Zn1-xMgxO合金的自发极化随Mg组分x的变化关系, 其中极化特性的计算采用Berry-phase方法. 由于ZnO与Zn1-xMgxO 面内晶格参数大小相当, ZnO 与Zn1-xMgxO 的界面匹配度优良, 所以ZnO/Zn1-xMgxO 超晶格模型较容易建立. 计算了Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格静电势的面内平均及其沿着Z(0001)方向上的宏观平均. (5+3)Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格拥有较大的尺寸, 确保远离界面的Mg0.25Zn0.75O与ZnO区域与块体计算情况一致. 除此之外, 基于宏观平均为能量参考, 计算得到Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格界面处价带偏差为0.26 eV, 并且导带偏差与价带偏差的比值处于合理区间, 这与近来实验上报道的结果相符. 除了ZnO在[0001]方向上产生自发极化外, 由于在ZnO中引入Mg杂质会产生应变应力, 导致MgxZn1-xO层产生额外的极化值. 这样必然会在Mg0.25Zn0.75O/Zn界面处产生非连续极化现象, 促使单极性电荷在界面处积累, 从而在Mg0.25Zn0.75O/Zn超晶格中产生内在电场. 此外, 计算了Mg0.25Zn0.75O/ZnO超晶格的能带排列, 由于价带偏差 EV=0.26 eV与导带偏差EC=0.33 eV, 表明能带遵循I型排列. Mg0.25Zn0.75O/ZnO 的这种能带排列方式足以让电子与空穴在势阱中产生禁闭作用. 2DEG在电子学与光电子学领域都有重要应用, 本文的研究结果将对Mg0.25Zn0.75O/ZnO 界面2DEG的设计与优化中起到重要作用, 并且可以作为研究其他Mg组分的MgxZn1-xO/ZnO超晶格界面电子气特性的参考依据.
研究了图形硅衬底上外延生长的氮化镓(GaN)基发光二极管(LED)薄膜、去除硅衬底后的无损自由状态LED薄膜以及去除氮化铝(AlN)缓冲层后的自由状态LED薄膜单个图形内的微区光致发光(PL)性能, 用荧光显微镜与扫描电镜观测了去除AlN缓冲层前后LED薄膜断面弯曲状况的变化. 研究结果表明: 1)去除硅衬底后, 自由支撑的LED薄膜朝衬底方向呈柱面弯曲状态, 且相邻图形的柱面弯曲方向不一致, 当进一步去除AlN缓冲层后薄膜会由弯曲变为平整; 2)LED薄膜在去除硅衬底前后同一图形内不同位置的PL谱具有显著差异, 而当去除AlN缓冲层后不同位置的PL谱会基本趋于一致; LED薄膜每一位置的PL 谱在去除硅衬底后均出现明显红移, 进一步去除AlN缓冲层后PL谱出现程度不一的微小蓝移; 3)自由支撑的LED薄膜去除AlN缓冲层后, PL光强随激光激发密度变化的线性关系增强, 光衰减得到改善.
研究了图形硅衬底上外延生长的氮化镓(GaN)基发光二极管(LED)薄膜、去除硅衬底后的无损自由状态LED薄膜以及去除氮化铝(AlN)缓冲层后的自由状态LED薄膜单个图形内的微区光致发光(PL)性能, 用荧光显微镜与扫描电镜观测了去除AlN缓冲层前后LED薄膜断面弯曲状况的变化. 研究结果表明: 1)去除硅衬底后, 自由支撑的LED薄膜朝衬底方向呈柱面弯曲状态, 且相邻图形的柱面弯曲方向不一致, 当进一步去除AlN缓冲层后薄膜会由弯曲变为平整; 2)LED薄膜在去除硅衬底前后同一图形内不同位置的PL谱具有显著差异, 而当去除AlN缓冲层后不同位置的PL谱会基本趋于一致; LED薄膜每一位置的PL 谱在去除硅衬底后均出现明显红移, 进一步去除AlN缓冲层后PL谱出现程度不一的微小蓝移; 3)自由支撑的LED薄膜去除AlN缓冲层后, PL光强随激光激发密度变化的线性关系增强, 光衰减得到改善.
通过微结构设计提升脆性功能材料的冲击塑性, 将有助于避免或延缓失效的发生. 提出在脆性材料中植入特定的微小孔洞以改善其冲击塑性的设计方法. 采用一种能够定量表现脆性材料力学性质的格点-弹簧模型, 研究了孔洞排布方式对脆性材料冲击响应的影响. 孔洞随机排布的多孔脆性材料具有明显高于致密脆性材料的冲击塑性, 而设计规则的孔洞排布方式将有助于进一步提升脆性材料的冲击塑性. 对150 m/s活塞冲击下气孔率5%的多孔样品的介观变形特征分析表明, 孔洞规则排布的样品中孔洞贯通和体积收缩变形占主导, 而孔洞随机排布的样品中剪切裂纹长距离扩展和滑移与转动变形占主导. 尽管在宏观的Hugoniot应力-应变曲线上, 两种孔洞排布方式的样品都表现出三段式响应特征(线弹性阶段、塌缩变形阶段和滑移与转动变形阶段), 但孔洞规则排布时孔洞塌缩变形阶段对整体冲击塑性的贡献更大. 研究揭示的规则排布孔洞增强脆性材料冲击塑性的原理, 将有助于脆性材料冲击诱导功能失效的预防.
通过微结构设计提升脆性功能材料的冲击塑性, 将有助于避免或延缓失效的发生. 提出在脆性材料中植入特定的微小孔洞以改善其冲击塑性的设计方法. 采用一种能够定量表现脆性材料力学性质的格点-弹簧模型, 研究了孔洞排布方式对脆性材料冲击响应的影响. 孔洞随机排布的多孔脆性材料具有明显高于致密脆性材料的冲击塑性, 而设计规则的孔洞排布方式将有助于进一步提升脆性材料的冲击塑性. 对150 m/s活塞冲击下气孔率5%的多孔样品的介观变形特征分析表明, 孔洞规则排布的样品中孔洞贯通和体积收缩变形占主导, 而孔洞随机排布的样品中剪切裂纹长距离扩展和滑移与转动变形占主导. 尽管在宏观的Hugoniot应力-应变曲线上, 两种孔洞排布方式的样品都表现出三段式响应特征(线弹性阶段、塌缩变形阶段和滑移与转动变形阶段), 但孔洞规则排布时孔洞塌缩变形阶段对整体冲击塑性的贡献更大. 研究揭示的规则排布孔洞增强脆性材料冲击塑性的原理, 将有助于脆性材料冲击诱导功能失效的预防.
设计实现了一种基于双圆弧形金属结构的宽带反射型极化旋转超表面, 在7.9–20.1 GHz的宽频带范围内交叉极化转换率达到99%, 通过改变其结构参数可实现在保持高效的交叉极化转换率的条件下对交叉极化反射相位的自由调控. 基于六种不同结构参数极化旋转超表面结构单元的空间排布设计实现了一维宽带相位梯度超表面, 在宽频带内, 实现了异常反射. 测试了其镜面交叉极化反射率, 与仿真结果基本一致. 仿真计算了x-极化波入射时的电磁场分布和异常反射角度, 与理论计算结果基本一致. 仿真与测试结果均表明这种相位梯度超表面在8.9–10 GHz 和10.0–18.1 GHz的两个宽带频率范围内可分别实现高效的表面波耦合和异常反射.
设计实现了一种基于双圆弧形金属结构的宽带反射型极化旋转超表面, 在7.9–20.1 GHz的宽频带范围内交叉极化转换率达到99%, 通过改变其结构参数可实现在保持高效的交叉极化转换率的条件下对交叉极化反射相位的自由调控. 基于六种不同结构参数极化旋转超表面结构单元的空间排布设计实现了一维宽带相位梯度超表面, 在宽频带内, 实现了异常反射. 测试了其镜面交叉极化反射率, 与仿真结果基本一致. 仿真计算了x-极化波入射时的电磁场分布和异常反射角度, 与理论计算结果基本一致. 仿真与测试结果均表明这种相位梯度超表面在8.9–10 GHz 和10.0–18.1 GHz的两个宽带频率范围内可分别实现高效的表面波耦合和异常反射.
折射是影响辐射传输的重要因素. 为分析大气折射对辐射传输的影响, 基于Monte Carlo方法, 给出了考虑大气折射的矢量辐射传输模型, 实现了均匀气层和耦合面处光子随机运动过程的模拟, 实现了直射光及漫射光Stokes矢量、偏振度和辐射通量等参数的计算. 在考虑和不考虑大气折射两种条件下, 验证了模型的准确性; 在纯瑞利散射条件下, 讨论了大气折射对不同方向漫射光Stokes矢量的影响; 在不同太阳天顶角、大气廓线、气溶胶及含云大气条件下, 分析了大气折射对辐射传输过程的影响. 结果表明: 大气折射对漫射光Stokes矢量的影响主要体现在天顶角70110区间, 且随着太阳入射角增大, 其影响更为显著; 不同大气廓线情形下, 大气折射对Stokes矢量的影响不一致, 其原因是不同大气廓线对应的折射率廓线存在差异. 含云及含气溶胶大气条件下, 大气折射对辐射传输的影响变弱, 沙尘型及海盐型气溶胶条件下, 折射对辐射传输的影响强于可溶型气溶胶情形; 不同形状气溶胶条件下, 大气折射对辐射传输的影响也存在显著差异; 不同云高条件下, 大气折射对漫射光Stokes矢量的影响无显著差异, 但随着云光学厚度增大, 大气折射的影响减弱.
折射是影响辐射传输的重要因素. 为分析大气折射对辐射传输的影响, 基于Monte Carlo方法, 给出了考虑大气折射的矢量辐射传输模型, 实现了均匀气层和耦合面处光子随机运动过程的模拟, 实现了直射光及漫射光Stokes矢量、偏振度和辐射通量等参数的计算. 在考虑和不考虑大气折射两种条件下, 验证了模型的准确性; 在纯瑞利散射条件下, 讨论了大气折射对不同方向漫射光Stokes矢量的影响; 在不同太阳天顶角、大气廓线、气溶胶及含云大气条件下, 分析了大气折射对辐射传输过程的影响. 结果表明: 大气折射对漫射光Stokes矢量的影响主要体现在天顶角70110区间, 且随着太阳入射角增大, 其影响更为显著; 不同大气廓线情形下, 大气折射对Stokes矢量的影响不一致, 其原因是不同大气廓线对应的折射率廓线存在差异. 含云及含气溶胶大气条件下, 大气折射对辐射传输的影响变弱, 沙尘型及海盐型气溶胶条件下, 折射对辐射传输的影响强于可溶型气溶胶情形; 不同形状气溶胶条件下, 大气折射对辐射传输的影响也存在显著差异; 不同云高条件下, 大气折射对漫射光Stokes矢量的影响无显著差异, 但随着云光学厚度增大, 大气折射的影响减弱.
基于辐射传输理论, 利用蒙特卡罗方法模拟了无限窄(冲击函数)准直光束入射到典型水云以及冰水双层云时的后向散射特性, 进而将得到的冲击响应与高斯光束卷积, 得到高斯光束在云层中传输的多次散射特性. 文中给出了两种波束入射时水云以及冰水双层云的反射函数随径向r和天顶角α的变化关系, 并给出了光强在云层内部的二维分布图. 计算结果表明, 高斯光束入射时, 云层反射函数的特点与无限窄准直光束入射时有较大区别. 因此在利用激光雷达进行云层探测时需要考虑激光的散斑, 文中的方法可以为此提供理论依据.
基于辐射传输理论, 利用蒙特卡罗方法模拟了无限窄(冲击函数)准直光束入射到典型水云以及冰水双层云时的后向散射特性, 进而将得到的冲击响应与高斯光束卷积, 得到高斯光束在云层中传输的多次散射特性. 文中给出了两种波束入射时水云以及冰水双层云的反射函数随径向r和天顶角α的变化关系, 并给出了光强在云层内部的二维分布图. 计算结果表明, 高斯光束入射时, 云层反射函数的特点与无限窄准直光束入射时有较大区别. 因此在利用激光雷达进行云层探测时需要考虑激光的散斑, 文中的方法可以为此提供理论依据.
研究了采用T型激光发射阵列情况下傅里叶望远镜重构图像的虚像问题, 基于系统成像基本原理, 明确了虚像的来源. 分析认为, 发射光束在x和y轴扫描时, 在俯仰角误差的作用下, 抽取目标的空间频率和设定值之间存在一定的偏差; 当进行轴向和象限相位闭合、计算目标的单一傅里叶分量时, 该偏差会对频谱的频移造成随机的相位影响, 反映在空域上使得重构图像存在虚影现象. 在不同扫描方式情况下, 采用下一步外场实验参数, 通过计算机模拟证实了上述分析的正确性.
研究了采用T型激光发射阵列情况下傅里叶望远镜重构图像的虚像问题, 基于系统成像基本原理, 明确了虚像的来源. 分析认为, 发射光束在x和y轴扫描时, 在俯仰角误差的作用下, 抽取目标的空间频率和设定值之间存在一定的偏差; 当进行轴向和象限相位闭合、计算目标的单一傅里叶分量时, 该偏差会对频谱的频移造成随机的相位影响, 反映在空域上使得重构图像存在虚影现象. 在不同扫描方式情况下, 采用下一步外场实验参数, 通过计算机模拟证实了上述分析的正确性.
双光子拉曼过程是一种有效制备和控制原子内态的方法, 在原子内态操控和基于原子的量子信息处理中具有重要意义. 研制用于特定原子的拉曼激光是实现该过程的重要一步. 报道了利用光纤波导相位调制器及滤波器等实现用于铯原子内态操控的拉曼激光的方法, 并成功用于单个铯原子的内态精密操控. 通过4.6 GHz的微波信号源直接驱动波导相位调制器高效地获得光场的调制边带, 并利用自由光谱区为9.19 GHz的法布里-珀罗腔将载波及二阶边带滤掉, 获得了频率精确、相差9.19 GHz的拉曼激光. 经过基于光纤振幅调制器的功率稳定系统, 最终可以获得总功率为73 μupW、长时间内波动为2.2%的拉曼激光束, 并将此光束用于激发单个铯原子, 实现了|6S1/2, F=4, mF=0和|6S1/2, F=3, mF=0 之间的可控拉比操作.
双光子拉曼过程是一种有效制备和控制原子内态的方法, 在原子内态操控和基于原子的量子信息处理中具有重要意义. 研制用于特定原子的拉曼激光是实现该过程的重要一步. 报道了利用光纤波导相位调制器及滤波器等实现用于铯原子内态操控的拉曼激光的方法, 并成功用于单个铯原子的内态精密操控. 通过4.6 GHz的微波信号源直接驱动波导相位调制器高效地获得光场的调制边带, 并利用自由光谱区为9.19 GHz的法布里-珀罗腔将载波及二阶边带滤掉, 获得了频率精确、相差9.19 GHz的拉曼激光. 经过基于光纤振幅调制器的功率稳定系统, 最终可以获得总功率为73 μupW、长时间内波动为2.2%的拉曼激光束, 并将此光束用于激发单个铯原子, 实现了|6S1/2, F=4, mF=0和|6S1/2, F=3, mF=0 之间的可控拉比操作.
基于向列相液晶指向矢随施加电场作用发生变化的特性, 结合几何光学和液晶理论提出了一种液晶透镜结构模型, 研究了电极大小、隔垫物厚度等液晶透镜参数对液晶透镜焦距的影响. 通过优化参数, 得到结构简单、变焦范围较大的新型液晶透镜样品, 在驱动电压0 VRMS–250 VRMS下可调的焦距范围为75–230 mm, 达到155 mm.
基于向列相液晶指向矢随施加电场作用发生变化的特性, 结合几何光学和液晶理论提出了一种液晶透镜结构模型, 研究了电极大小、隔垫物厚度等液晶透镜参数对液晶透镜焦距的影响. 通过优化参数, 得到结构简单、变焦范围较大的新型液晶透镜样品, 在驱动电压0 VRMS–250 VRMS下可调的焦距范围为75–230 mm, 达到155 mm.
现有几何光学方法的二向反射分布函数BRDF (bidirectional reflection distribution function)模型在计算阴影遮蔽效应时普遍应用Blinn几何衰减效应假设, 其等倾角V形槽近似得出的分段折线形式的几何衰减因子导致BRDF曲线存在较大的误差. 基于倾斜角随机高斯分布的微面元理论提出了一种新的几何衰减模型, 得出了积分形式的几何衰减因子表达式, 数值模拟比较了Blinn几何衰减因子与修正后的积分型衰减因子以及对应的BRDF模型曲线. 结果表明: 提出的几何衰减因子在物理合理性以及模拟精度方面都有明显提升, 使BRDF模型曲线与已有BRDF 数据之间的标准误差由0.0636减小到0.0084.
现有几何光学方法的二向反射分布函数BRDF (bidirectional reflection distribution function)模型在计算阴影遮蔽效应时普遍应用Blinn几何衰减效应假设, 其等倾角V形槽近似得出的分段折线形式的几何衰减因子导致BRDF曲线存在较大的误差. 基于倾斜角随机高斯分布的微面元理论提出了一种新的几何衰减模型, 得出了积分形式的几何衰减因子表达式, 数值模拟比较了Blinn几何衰减因子与修正后的积分型衰减因子以及对应的BRDF模型曲线. 结果表明: 提出的几何衰减因子在物理合理性以及模拟精度方面都有明显提升, 使BRDF模型曲线与已有BRDF 数据之间的标准误差由0.0636减小到0.0084.
当介电高弹聚合物薄膜被施以面内等双轴预拉伸后, 受到厚度方向的电压作用时, 薄膜在力场和电场共同作用下产生大变形. 电场采用Maxwell应力分析, 力场采用橡胶弹性模型分析. 拟合这类变形的常用橡胶弹性模型主要有Neo-Hookean, Arruda-Boyce, Gent等模型. 这些模型对实验数据的定量拟合存在不同程度的偏差. 通过对实验数据的分析, 结合数学方法, 提出了一个新的自由能函数模型. 通过该模型对VHB4905介电高弹聚合物薄膜的多组等双轴预拉伸电力耦合实验进行拟合, 并以Neo-Hookean, Gent模型作为对照, 结果与实验数据拟合很好, 比对照模型的偏差明显缩小.
当介电高弹聚合物薄膜被施以面内等双轴预拉伸后, 受到厚度方向的电压作用时, 薄膜在力场和电场共同作用下产生大变形. 电场采用Maxwell应力分析, 力场采用橡胶弹性模型分析. 拟合这类变形的常用橡胶弹性模型主要有Neo-Hookean, Arruda-Boyce, Gent等模型. 这些模型对实验数据的定量拟合存在不同程度的偏差. 通过对实验数据的分析, 结合数学方法, 提出了一个新的自由能函数模型. 通过该模型对VHB4905介电高弹聚合物薄膜的多组等双轴预拉伸电力耦合实验进行拟合, 并以Neo-Hookean, Gent模型作为对照, 结果与实验数据拟合很好, 比对照模型的偏差明显缩小.
设计制作了一种具有非对称弯曲微流道结构的微流控芯片, 搭建实验平台定量表征聚苯乙烯粒子和血细胞沿流道的动态惯性聚焦过程, 并系统研究了流体流速和粒子尺寸对粒子聚焦特性的调控机理. 通过分析粒子荧光图谱和对应量化强度曲线, 将粒子沿流道长度的横向迁移过程分为形成聚焦和平衡位置调整两个阶段, 指出在整个聚焦过程中具有小曲率半径的流道结构起主导作用. 根据全流速段内粒子聚焦特性的演变, 重点分析潜在惯性升力和Dean 曳力的竞争机制, 提出了阐述粒子聚焦流速调控过程的三阶段模型. 进一步比较两种尺寸粒子聚焦位置和聚焦率随流速与流道长度的变化规律, 发现大粒子具有更好的聚焦效果和稳定性, 且两种粒子的相对位置可通过流速进行调整. 最后, 通过分析血细胞在非对称弯流道中的横向迁移特性, 验证了粒子惯性聚焦机理在复杂生物粒子操控方面的适用性. 上述结论为深入研究微流体环境下粒子的运动特性以及开发微流式细胞术等临床即时诊断器件提供了重要参考.
设计制作了一种具有非对称弯曲微流道结构的微流控芯片, 搭建实验平台定量表征聚苯乙烯粒子和血细胞沿流道的动态惯性聚焦过程, 并系统研究了流体流速和粒子尺寸对粒子聚焦特性的调控机理. 通过分析粒子荧光图谱和对应量化强度曲线, 将粒子沿流道长度的横向迁移过程分为形成聚焦和平衡位置调整两个阶段, 指出在整个聚焦过程中具有小曲率半径的流道结构起主导作用. 根据全流速段内粒子聚焦特性的演变, 重点分析潜在惯性升力和Dean 曳力的竞争机制, 提出了阐述粒子聚焦流速调控过程的三阶段模型. 进一步比较两种尺寸粒子聚焦位置和聚焦率随流速与流道长度的变化规律, 发现大粒子具有更好的聚焦效果和稳定性, 且两种粒子的相对位置可通过流速进行调整. 最后, 通过分析血细胞在非对称弯流道中的横向迁移特性, 验证了粒子惯性聚焦机理在复杂生物粒子操控方面的适用性. 上述结论为深入研究微流体环境下粒子的运动特性以及开发微流式细胞术等临床即时诊断器件提供了重要参考.
量子点作为一种重要的低维纳米结构, 近年来在单光子光源和新型量子点单光子探测器的研究引起了人们的广泛关注, 对各种势阱中量子点性质的研究已取得了重要成果. 但是大多理论研究都局限于无限深势阱, 而有限深势阱更具有实际意义. 利用平面波展开、幺正变换和变分相结合的方法研究了有限深势阱中极化子激发态能量及激发能随势阱形状和量子盘大小的变化规律. 数值计算结果表明: 极化子的激发态能量、激发能随势垒高度或宽度的增大而增大, 原因是势垒愈高、愈宽, 电子穿透势垒的可能性愈小, 电子在阱内运动的可能性愈大, 进而导致极化子的激发态能量和激发能均随势垒高度和宽度的增大而增大; 极化子的激发态能量和激发能随量子盘半径的增大而减小, 表明量子盘具有显著的量子尺寸效应; 极化子的激发态能量随有效受限长度的增加而减小, 原因是有效受限长度愈大, 有效受限强度愈小, 电子受到的束缚愈弱、振动愈慢、势能愈小, 进而导致基态能量、激发态能量减小; 同时由于激发态能量较基态能量减小慢, 使得激发能随之增加. 研究结果对量子点的应用具有一定的理论指导意义.
量子点作为一种重要的低维纳米结构, 近年来在单光子光源和新型量子点单光子探测器的研究引起了人们的广泛关注, 对各种势阱中量子点性质的研究已取得了重要成果. 但是大多理论研究都局限于无限深势阱, 而有限深势阱更具有实际意义. 利用平面波展开、幺正变换和变分相结合的方法研究了有限深势阱中极化子激发态能量及激发能随势阱形状和量子盘大小的变化规律. 数值计算结果表明: 极化子的激发态能量、激发能随势垒高度或宽度的增大而增大, 原因是势垒愈高、愈宽, 电子穿透势垒的可能性愈小, 电子在阱内运动的可能性愈大, 进而导致极化子的激发态能量和激发能均随势垒高度和宽度的增大而增大; 极化子的激发态能量和激发能随量子盘半径的增大而减小, 表明量子盘具有显著的量子尺寸效应; 极化子的激发态能量随有效受限长度的增加而减小, 原因是有效受限长度愈大, 有效受限强度愈小, 电子受到的束缚愈弱、振动愈慢、势能愈小, 进而导致基态能量、激发态能量减小; 同时由于激发态能量较基态能量减小慢, 使得激发能随之增加. 研究结果对量子点的应用具有一定的理论指导意义.
为了突破传统LDMOS (lateral double-diffused MOSFET)器件击穿电压与比导通电阻的硅极限的2.5 次方关系, 降低LDMOS器件的功率损耗, 提高功率集成电路的功率驱动能力, 提出了一种具有半绝缘多晶硅SIPOS (semi-insulating poly silicon)覆盖的完全3 D-RESURF (three-dimensional reduced surface field)新型Super Junction-LDMOS结构(SIPOS SJ-LDMOS). 这种结构利用SIPOS的电场调制作用使SJ-LDMOS的表面电场分布均匀, 将器件单位长度的耐压量提高到19.4 V/μupm; 覆盖于漂移区表面的SIPOS使SJ-LDMOS沿三维方向均受到电场调制, 实现了LDMOS的完全3 D-RESURF效应, 使更高浓度的漂移区完全耗尽而达到高的击穿电压; 当器件开态工作时, 覆盖于薄场氧化层表面的SIPOS的电场作用使SJ-LDMOS的漂移区表面形成多数载流子积累, 器件比导通电阻降低. 利用器件仿真软件ISE分析获得, 当SIPOS SJ-LDMOS的击穿电压为388 V时, 比导通电阻为20.87 mΩ·cm2, 相同结构参数条件下, N-buffer SJ-LDMOS的击穿电压为287 V, 比导通电阻为31.14 mΩ·cm2; 一般SJ-LDMOS 的击穿电压仅为180 V, 比导通电阻为71.82 mΩ·cm2.
为了突破传统LDMOS (lateral double-diffused MOSFET)器件击穿电压与比导通电阻的硅极限的2.5 次方关系, 降低LDMOS器件的功率损耗, 提高功率集成电路的功率驱动能力, 提出了一种具有半绝缘多晶硅SIPOS (semi-insulating poly silicon)覆盖的完全3 D-RESURF (three-dimensional reduced surface field)新型Super Junction-LDMOS结构(SIPOS SJ-LDMOS). 这种结构利用SIPOS的电场调制作用使SJ-LDMOS的表面电场分布均匀, 将器件单位长度的耐压量提高到19.4 V/μupm; 覆盖于漂移区表面的SIPOS使SJ-LDMOS沿三维方向均受到电场调制, 实现了LDMOS的完全3 D-RESURF效应, 使更高浓度的漂移区完全耗尽而达到高的击穿电压; 当器件开态工作时, 覆盖于薄场氧化层表面的SIPOS的电场作用使SJ-LDMOS的漂移区表面形成多数载流子积累, 器件比导通电阻降低. 利用器件仿真软件ISE分析获得, 当SIPOS SJ-LDMOS的击穿电压为388 V时, 比导通电阻为20.87 mΩ·cm2, 相同结构参数条件下, N-buffer SJ-LDMOS的击穿电压为287 V, 比导通电阻为31.14 mΩ·cm2; 一般SJ-LDMOS 的击穿电压仅为180 V, 比导通电阻为71.82 mΩ·cm2.
控制复杂系统是人们对复杂系统模型结构及相关动力学进行研究的最终目标, 反映人们对复杂系统的认识能力. 近年来, 通过控制理论和复杂性科学相结合,复杂网络可控性的研究引起了人们的广泛关注. 在过去的几年内, 来自国内外不同领域的研究人员从不同的角度对复杂网络可控性进行了深入的分析研究, 取得了丰硕的成果. 本文重点讨论了复杂网络的结构可控性研究进展, 详细介绍了基于最大匹配方法的复杂网络结构可控性分析框架, 综述了自2011年以来复杂网络可控性的相关研究成果, 具体论述了不同类型的可控性、可控性与网络拓扑结构统计特征的关联、基于可控性的网络及节点度量、控制的鲁棒性和可控性的相关优化方法. 最后, 对网络可控性未来的研究动态进行了展望, 有助于国内同行开展网络可控性的相关研究.
控制复杂系统是人们对复杂系统模型结构及相关动力学进行研究的最终目标, 反映人们对复杂系统的认识能力. 近年来, 通过控制理论和复杂性科学相结合,复杂网络可控性的研究引起了人们的广泛关注. 在过去的几年内, 来自国内外不同领域的研究人员从不同的角度对复杂网络可控性进行了深入的分析研究, 取得了丰硕的成果. 本文重点讨论了复杂网络的结构可控性研究进展, 详细介绍了基于最大匹配方法的复杂网络结构可控性分析框架, 综述了自2011年以来复杂网络可控性的相关研究成果, 具体论述了不同类型的可控性、可控性与网络拓扑结构统计特征的关联、基于可控性的网络及节点度量、控制的鲁棒性和可控性的相关优化方法. 最后, 对网络可控性未来的研究动态进行了展望, 有助于国内同行开展网络可控性的相关研究.
介绍了基于紫外发光二极管光源的非相干宽带腔增强吸收光谱技术, 并用于实际大气亚硝酸(HONO)和二氧化氮(NO2)的同时测量. 分析了腔内气体的瑞利散射对测量的影响, 测试了紫外发光二极管光源的稳定性, 使用氦气和氮气的瑞利散射差异性标定了镜片反射率随波长的变化曲线, 在HONO吸收峰(368.2 nm)处镜片反射率约为0.99965. 应用Allan方差统计方法确定出测量光谱最佳采集时间为320 s, 对应的HONO和NO2的探测限(1)分别为0.22 ppb 和0.45 ppb. 使用非相干宽带腔增强吸收光谱测量装置对大气HONO和NO2进行了连续三日的实际观测, 将测量得到的HONO浓度变化与差分吸收光谱测量装置的测量结果进行对比, 线性相关系数R2为0.917.
介绍了基于紫外发光二极管光源的非相干宽带腔增强吸收光谱技术, 并用于实际大气亚硝酸(HONO)和二氧化氮(NO2)的同时测量. 分析了腔内气体的瑞利散射对测量的影响, 测试了紫外发光二极管光源的稳定性, 使用氦气和氮气的瑞利散射差异性标定了镜片反射率随波长的变化曲线, 在HONO吸收峰(368.2 nm)处镜片反射率约为0.99965. 应用Allan方差统计方法确定出测量光谱最佳采集时间为320 s, 对应的HONO和NO2的探测限(1)分别为0.22 ppb 和0.45 ppb. 使用非相干宽带腔增强吸收光谱测量装置对大气HONO和NO2进行了连续三日的实际观测, 将测量得到的HONO浓度变化与差分吸收光谱测量装置的测量结果进行对比, 线性相关系数R2为0.917.
在相图研究中, 严格计算一个真实系统在特定温度、压强下的自由能是近年来该领域理论方法发展的前沿. 自Mermin提出有限温度密度泛函理论后, 在电子结构层面, 弱关联系统中人们就其在对自由能贡献的描述已相对完善, 但在原子核运动的描述上, 热运动与量子运动的非简谐项却总被忽视. 本文将路径积分分子动力学与热力学积分结合, 对300 GPa下氢晶体Cmca 结构中原子核热涨落与量子涨落对自由能的影响进行了分析. 发现在100 K核量子涨落非简谐项的贡献约为15 meV每原子, 远大于不同结构间静态焓的差别. 该研究提醒人们简谐近似在核量子效应描述中可能存在的不准确性(即使在低温下). 同时, 我们采取的方法 也为人们进行自由能的准确计算提供了一个简单有效的手段.
在相图研究中, 严格计算一个真实系统在特定温度、压强下的自由能是近年来该领域理论方法发展的前沿. 自Mermin提出有限温度密度泛函理论后, 在电子结构层面, 弱关联系统中人们就其在对自由能贡献的描述已相对完善, 但在原子核运动的描述上, 热运动与量子运动的非简谐项却总被忽视. 本文将路径积分分子动力学与热力学积分结合, 对300 GPa下氢晶体Cmca 结构中原子核热涨落与量子涨落对自由能的影响进行了分析. 发现在100 K核量子涨落非简谐项的贡献约为15 meV每原子, 远大于不同结构间静态焓的差别. 该研究提醒人们简谐近似在核量子效应描述中可能存在的不准确性(即使在低温下). 同时, 我们采取的方法 也为人们进行自由能的准确计算提供了一个简单有效的手段.
狄拉克锥在电子和经典波体系中分别被发现, 由于其线性能带关系, 伴随着很多独特的现象. 除了一般存在于布里渊区边界处的狄拉克锥, k=0处也存在包含线性能带关系的类狄拉克锥. 这个类狄拉克锥可以由单极子和偶极子的偶然简并而形成. k=0处的类狄拉克锥可以通过两维电介质光子晶体来实现, 利用等效媒质理论, 此时的光子晶体在类狄拉克点频率可以等效为介电常数和磁导率都为零的材料. 电介质双零折射率材料既可以避免阻抗的不匹配, 也可以避免体系推广到高频所引起的强烈损耗. 此外, k=0处的类狄拉克锥与双零折射率的概念可以从两维体系拓展到三维体系, 而且还可以从电磁波体系推广到声波和弹性波体系. 利用具有类狄拉克点的两维光子晶体, 在材料参数都偏离类狄拉克点条件的两个半无限大光子晶体所构成的界面中, 一定存在界面态. 这些界面态的存在可以通过层状多重散射理论得到的表面阻抗以及体能带的几何相位来彻底解释.
狄拉克锥在电子和经典波体系中分别被发现, 由于其线性能带关系, 伴随着很多独特的现象. 除了一般存在于布里渊区边界处的狄拉克锥, k=0处也存在包含线性能带关系的类狄拉克锥. 这个类狄拉克锥可以由单极子和偶极子的偶然简并而形成. k=0处的类狄拉克锥可以通过两维电介质光子晶体来实现, 利用等效媒质理论, 此时的光子晶体在类狄拉克点频率可以等效为介电常数和磁导率都为零的材料. 电介质双零折射率材料既可以避免阻抗的不匹配, 也可以避免体系推广到高频所引起的强烈损耗. 此外, k=0处的类狄拉克锥与双零折射率的概念可以从两维体系拓展到三维体系, 而且还可以从电磁波体系推广到声波和弹性波体系. 利用具有类狄拉克点的两维光子晶体, 在材料参数都偏离类狄拉克点条件的两个半无限大光子晶体所构成的界面中, 一定存在界面态. 这些界面态的存在可以通过层状多重散射理论得到的表面阻抗以及体能带的几何相位来彻底解释.
在二阶微扰近似条件下, 采用导波模式展开分析方法研究了圆管结构中周向导波的非线性效应. 伴随基频周向导波传播所发生的二次谐波, 可视为由一系列二倍频周向导波模式叠加而成. 从动量定理出发, 结合柱坐标系下非线性应力张量及其散度的数学表达式, 针对圆管中某一基频周向导波模式, 推导出相应的二倍频应力张量及二倍频彻体驱动力的数学表达式, 建立了确定二倍频周向导波模式展开系数的控制方程, 得到了伴随基频周向导波传播所发生的二次谐波声场的形式解. 理论分析和数值计算表明, 当构成二次谐波声场的某一二倍频周向导波模式与基频周向导波的相速度匹配时, 该二倍频周向导波模式的位移振幅表现出随传播周向角积累增长的性质; 当两者的相速度失配时, 二倍频周向导波的振幅随传播周向角表现出“拍”效应.
在二阶微扰近似条件下, 采用导波模式展开分析方法研究了圆管结构中周向导波的非线性效应. 伴随基频周向导波传播所发生的二次谐波, 可视为由一系列二倍频周向导波模式叠加而成. 从动量定理出发, 结合柱坐标系下非线性应力张量及其散度的数学表达式, 针对圆管中某一基频周向导波模式, 推导出相应的二倍频应力张量及二倍频彻体驱动力的数学表达式, 建立了确定二倍频周向导波模式展开系数的控制方程, 得到了伴随基频周向导波传播所发生的二次谐波声场的形式解. 理论分析和数值计算表明, 当构成二次谐波声场的某一二倍频周向导波模式与基频周向导波的相速度匹配时, 该二倍频周向导波模式的位移振幅表现出随传播周向角积累增长的性质; 当两者的相速度失配时, 二倍频周向导波的振幅随传播周向角表现出“拍”效应.
半导体光伏材料的发展在过去60多年中表现出了清晰的多元化趋势. 从20世纪50年代的一元Si太阳能电池, 到20世纪60年代的GaAs和CdTe电池、70年代的CuInSe2电池、80年代的Cu(In, Ga) Se2、90年代的Cu2ZnSnS4电池, 再到最近的Cu2ZnSn(S, Se)4和CH3NH3PbI3电池, 组成光伏半导体的元素种类从一元逐渐增多到五元. 元素种类的增多使得半导体物性调控的自由度增多, 物性更加丰富, 因而能满足光伏等器件应用的需要. 但是, 组分元素种类的增多也导致半导体中晶格点缺陷的种类大幅增加, 可能对其光学、电学性质和光伏性能产生显著影响. 近20年来, 第一性原理计算被广泛应用于半导体中晶格点缺陷的理论预测, 相对于间接的实验手段, 第一性原理计算具有更加直接的、明确的优势, 并且能对各种点缺陷进行快速的研究. 对于缺陷种类众多的多元半导体体系, 第一性原理计算能预测各种点缺陷的微观构型、浓度和跃迁(离化)能级位置, 从而揭示其对光电性质的影响, 发现影响器件性能的关键缺陷. 因而, 相关的计算结果对于实验研究有直接、重要的指导意义. 本文将首先介绍半导体点缺陷研究的第一性原理计算模型和计算流程; 然后, 总结近5年来两类新型光伏半导体材料, 类似闪锌矿结构的Cu2ZnSn(S, Se)4半导体和有机-无机杂化的钙钛矿结构CH3NH3PbI3半导体的点缺陷性质; 以这两类体系为例, 介绍多元半导体缺陷性质的独特特征及其对太阳能电池器件性能的影响.
半导体光伏材料的发展在过去60多年中表现出了清晰的多元化趋势. 从20世纪50年代的一元Si太阳能电池, 到20世纪60年代的GaAs和CdTe电池、70年代的CuInSe2电池、80年代的Cu(In, Ga) Se2、90年代的Cu2ZnSnS4电池, 再到最近的Cu2ZnSn(S, Se)4和CH3NH3PbI3电池, 组成光伏半导体的元素种类从一元逐渐增多到五元. 元素种类的增多使得半导体物性调控的自由度增多, 物性更加丰富, 因而能满足光伏等器件应用的需要. 但是, 组分元素种类的增多也导致半导体中晶格点缺陷的种类大幅增加, 可能对其光学、电学性质和光伏性能产生显著影响. 近20年来, 第一性原理计算被广泛应用于半导体中晶格点缺陷的理论预测, 相对于间接的实验手段, 第一性原理计算具有更加直接的、明确的优势, 并且能对各种点缺陷进行快速的研究. 对于缺陷种类众多的多元半导体体系, 第一性原理计算能预测各种点缺陷的微观构型、浓度和跃迁(离化)能级位置, 从而揭示其对光电性质的影响, 发现影响器件性能的关键缺陷. 因而, 相关的计算结果对于实验研究有直接、重要的指导意义. 本文将首先介绍半导体点缺陷研究的第一性原理计算模型和计算流程; 然后, 总结近5年来两类新型光伏半导体材料, 类似闪锌矿结构的Cu2ZnSn(S, Se)4半导体和有机-无机杂化的钙钛矿结构CH3NH3PbI3半导体的点缺陷性质; 以这两类体系为例, 介绍多元半导体缺陷性质的独特特征及其对太阳能电池器件性能的影响.
自旋轨道耦合是电子自旋与轨道相互作用的桥梁, 它提供了利用外电场来调控电子的轨道运动、进而调控电子自旋状态的可能. 固体材料中有很多有趣的物理现象, 例如磁晶各向异性、自旋霍尔效应、拓扑绝缘体等, 都与自旋轨道耦合密切相关. 在表面/界面体系中, 由于结构反演不对称导致的自旋轨道耦合称为Rashba自旋轨道耦合, 它最早在半导体材料中获得研究, 并因其强度可由栅电压灵活调控而备受关注, 成为电控磁性的重要物理基础之一. 继半导体材料后, 金属表面成为具有Rashba自旋轨道耦合作用的又一主流体系. 本文以Au(111), Bi(111), Gd(0001)等为例综述了磁性与非磁性金属表面Rashba自旋轨道耦合的研究进展, 讨论了表面电势梯度、原子序数、表面态波函数的对称性, 以及表面态中轨道杂化等因素对金属表面Rashba自旋轨道耦合强度的影响. 在磁性金属表面, 同时存在Rashba自旋轨道耦合作用与磁交换作用, 通过Rashba自旋轨道耦合可能实现电场对磁性的调控. 最后, 阐述了外加电场和表面吸附等方法对金属表面Rashba自旋轨道耦合的调控. 基于密度泛函理论的第一性原理计算和角分辨光电子能谱测量是金属表面Rashba自旋轨道耦合的两大主要研究方法, 本文综述了这两方面的研究结果, 对金属表面Rashba自旋轨道耦合进行了深入全面的总结和分析.
自旋轨道耦合是电子自旋与轨道相互作用的桥梁, 它提供了利用外电场来调控电子的轨道运动、进而调控电子自旋状态的可能. 固体材料中有很多有趣的物理现象, 例如磁晶各向异性、自旋霍尔效应、拓扑绝缘体等, 都与自旋轨道耦合密切相关. 在表面/界面体系中, 由于结构反演不对称导致的自旋轨道耦合称为Rashba自旋轨道耦合, 它最早在半导体材料中获得研究, 并因其强度可由栅电压灵活调控而备受关注, 成为电控磁性的重要物理基础之一. 继半导体材料后, 金属表面成为具有Rashba自旋轨道耦合作用的又一主流体系. 本文以Au(111), Bi(111), Gd(0001)等为例综述了磁性与非磁性金属表面Rashba自旋轨道耦合的研究进展, 讨论了表面电势梯度、原子序数、表面态波函数的对称性, 以及表面态中轨道杂化等因素对金属表面Rashba自旋轨道耦合强度的影响. 在磁性金属表面, 同时存在Rashba自旋轨道耦合作用与磁交换作用, 通过Rashba自旋轨道耦合可能实现电场对磁性的调控. 最后, 阐述了外加电场和表面吸附等方法对金属表面Rashba自旋轨道耦合的调控. 基于密度泛函理论的第一性原理计算和角分辨光电子能谱测量是金属表面Rashba自旋轨道耦合的两大主要研究方法, 本文综述了这两方面的研究结果, 对金属表面Rashba自旋轨道耦合进行了深入全面的总结和分析.
电子在晶格周期性势场影响下的运动遵循布洛赫定理. 布洛赫电子除了具有电荷和自旋两个内禀自由度外, 还有其他内禀自由度. 能带色散曲线上的某些极值点作为谷自由度, 具有独特的电子结构和运动规律. 本文从布洛赫电子的谷自由度出发, 简单介绍传统半导体的谷电子性质研究现状, 并重点介绍新型二维材料体系, 如石墨烯、硅烯、硫族化合物等材料中谷相关的物理特性. 有效利用谷自由度的新奇输运特性, 将其作为信息的载体可以制作出新颖的纳米光电子器件, 并有望造就下一代纳电子器件的新领域, 即谷电子学(valleytronics).
电子在晶格周期性势场影响下的运动遵循布洛赫定理. 布洛赫电子除了具有电荷和自旋两个内禀自由度外, 还有其他内禀自由度. 能带色散曲线上的某些极值点作为谷自由度, 具有独特的电子结构和运动规律. 本文从布洛赫电子的谷自由度出发, 简单介绍传统半导体的谷电子性质研究现状, 并重点介绍新型二维材料体系, 如石墨烯、硅烯、硫族化合物等材料中谷相关的物理特性. 有效利用谷自由度的新奇输运特性, 将其作为信息的载体可以制作出新颖的纳米光电子器件, 并有望造就下一代纳电子器件的新领域, 即谷电子学(valleytronics).
本文综述介绍了近来发展的一种具有可靠性、普适性和预测性的半经验哈密顿方法. 该哈密顿在原子轨道的线性组合(LCAO)框架下同时引入了电荷自洽及环境因素(SCED), 称之为SCED-LCAO哈密顿. 由于SECD-LCAO 哈密顿囊括了电荷自洽重组、电子屏蔽效应以及多体环境的影响, 使得该方法可以更加准确地描述在复杂结构重组中化学键的成键与断键过程. 其动力学计算可用于模拟大尺度复杂纳米体系的结构特性、电子性能以及复杂结构的重组过程. 我们已经用此方法成功地解释了不同种类碳团簇纳米结构的相对稳定性和bucky-diamond结构碳团簇的热力学相变, 揭示了碳管生长的初始机理, 系统地研究了碳化硅纳米线的构型与能量之间的关系及其电子性能, 发现了碳化硅笼状结构的特征, 尤其是碳化硅笼状结构的动力学自动组装功能, 并预示了bucky-diamond结构的碳化硅团簇存在的可能性. 最近, 该方法引入了与环境关联的轨道占据因素, 并成功地运用到研究具有三价电子特性的多构硼元素体系中, 准确地描述了硼元素的复杂化学成键特性、同类异性结构以及不同种类硼团簇纳米结构的相对稳定性.
本文综述介绍了近来发展的一种具有可靠性、普适性和预测性的半经验哈密顿方法. 该哈密顿在原子轨道的线性组合(LCAO)框架下同时引入了电荷自洽及环境因素(SCED), 称之为SCED-LCAO哈密顿. 由于SECD-LCAO 哈密顿囊括了电荷自洽重组、电子屏蔽效应以及多体环境的影响, 使得该方法可以更加准确地描述在复杂结构重组中化学键的成键与断键过程. 其动力学计算可用于模拟大尺度复杂纳米体系的结构特性、电子性能以及复杂结构的重组过程. 我们已经用此方法成功地解释了不同种类碳团簇纳米结构的相对稳定性和bucky-diamond结构碳团簇的热力学相变, 揭示了碳管生长的初始机理, 系统地研究了碳化硅纳米线的构型与能量之间的关系及其电子性能, 发现了碳化硅笼状结构的特征, 尤其是碳化硅笼状结构的动力学自动组装功能, 并预示了bucky-diamond结构的碳化硅团簇存在的可能性. 最近, 该方法引入了与环境关联的轨道占据因素, 并成功地运用到研究具有三价电子特性的多构硼元素体系中, 准确地描述了硼元素的复杂化学成键特性、同类异性结构以及不同种类硼团簇纳米结构的相对稳定性.
采用第一性原理计算的方法, 通过改变有机苯分子与密排六方Co(0001)面之间的不同接触方式, 研究了多种接触构型下有机分子界面的自旋极化. 计算发现, Co原子的3d电子与苯的C原子的2p电子之间存在耦合, 导致费米能级处上下两种自旋的态密度不再相等, 苯分子自旋简并解除, 出现明显的自旋极化. 自旋极化度随着分子与Co电极距离的变化, 呈现出反转的特性.
采用第一性原理计算的方法, 通过改变有机苯分子与密排六方Co(0001)面之间的不同接触方式, 研究了多种接触构型下有机分子界面的自旋极化. 计算发现, Co原子的3d电子与苯的C原子的2p电子之间存在耦合, 导致费米能级处上下两种自旋的态密度不再相等, 苯分子自旋简并解除, 出现明显的自旋极化. 自旋极化度随着分子与Co电极距离的变化, 呈现出反转的特性.
利用溶胶-凝胶技术制备了不同晶粒尺寸的Bi0.2Ca0.8MnO3, 通过电子自旋共振研究了晶粒尺寸效应对Bi0.2Ca0.8MnO3电荷有序和自旋关联的影响. 电子自旋共振强度研究表明: 晶粒尺寸的减小削弱了长程电荷有序转变, 当晶粒尺寸减小到40 nm 时, 长程电荷有序转变完全消失; 在顺磁区域, 激活能随着晶粒尺寸的减小增加, 表明铁磁耦合增强. 所有样品线宽与温度曲线显示出典型的电荷有序特征, 这表明在40 nm样品中短程电荷有序态仍然存在, 电荷有序态强度不受晶粒尺寸减小的影响. 在高温顺磁区域, 居里-外斯温度随着晶粒尺寸的减小而降低, 表明晶粒尺寸减小削弱了铁磁相互作用. 因此, 电荷有序态的压制不能归因于Bi0.2Ca0.8MnO3纳米晶粒中铁磁双交换作用的增强. 在纳米尺度的电荷有序锰氧化物中, 无序的表面自旋破坏了表面反铁磁排列构型, 从而引起了表面铁磁层. 晶粒尺寸减小对长程反铁磁电荷有序的削弱比对短程铁磁有序的削弱更加显著, 铁磁有序将逐渐占据优势, 这使得电子自旋共振强度曲线上电荷有序转变峰消失.
利用溶胶-凝胶技术制备了不同晶粒尺寸的Bi0.2Ca0.8MnO3, 通过电子自旋共振研究了晶粒尺寸效应对Bi0.2Ca0.8MnO3电荷有序和自旋关联的影响. 电子自旋共振强度研究表明: 晶粒尺寸的减小削弱了长程电荷有序转变, 当晶粒尺寸减小到40 nm 时, 长程电荷有序转变完全消失; 在顺磁区域, 激活能随着晶粒尺寸的减小增加, 表明铁磁耦合增强. 所有样品线宽与温度曲线显示出典型的电荷有序特征, 这表明在40 nm样品中短程电荷有序态仍然存在, 电荷有序态强度不受晶粒尺寸减小的影响. 在高温顺磁区域, 居里-外斯温度随着晶粒尺寸的减小而降低, 表明晶粒尺寸减小削弱了铁磁相互作用. 因此, 电荷有序态的压制不能归因于Bi0.2Ca0.8MnO3纳米晶粒中铁磁双交换作用的增强. 在纳米尺度的电荷有序锰氧化物中, 无序的表面自旋破坏了表面反铁磁排列构型, 从而引起了表面铁磁层. 晶粒尺寸减小对长程反铁磁电荷有序的削弱比对短程铁磁有序的削弱更加显著, 铁磁有序将逐渐占据优势, 这使得电子自旋共振强度曲线上电荷有序转变峰消失.
随着海洋环境武器装备隐身发展的需要, 开展具有微波低通高阻特性的复合材料构件设计与研究显得重要而迫切. 文章首先设计了一种中空六边形周期性结构, 以此为基础设计了一个由面层、中空六边形环周期层1、中间层、中空六边形环周期层2、面层组成的新型复合双层频率选择表面(FSS)结构件. 其上层FSS的结构参数为中空六边形环边长3.0 mm, 线宽度0.5 mm, 缝隙宽度0.4 mm; 下层FSS的结构参数为中空六边形环的边长3.2 mm, 线宽度0.5 mm, 缝隙宽度1.0 mm. 模拟结果表明: 该复合材料构件具备优良的低频透过性与高频屏蔽性快速转换的特性, 能够获得优异的低通高阻性能, 同时在45°范围内具备优良的角度不敏感性. 最后制备和实验验证得到了0–2 GHz低频段具有95.6%高透过性、同时在7.05–18 GHz高频段具有10 dB 以上屏蔽性能的复合材料构件, 对具有隐身特性的新型滤波电磁功能构件的研制具有重要价值.
随着海洋环境武器装备隐身发展的需要, 开展具有微波低通高阻特性的复合材料构件设计与研究显得重要而迫切. 文章首先设计了一种中空六边形周期性结构, 以此为基础设计了一个由面层、中空六边形环周期层1、中间层、中空六边形环周期层2、面层组成的新型复合双层频率选择表面(FSS)结构件. 其上层FSS的结构参数为中空六边形环边长3.0 mm, 线宽度0.5 mm, 缝隙宽度0.4 mm; 下层FSS的结构参数为中空六边形环的边长3.2 mm, 线宽度0.5 mm, 缝隙宽度1.0 mm. 模拟结果表明: 该复合材料构件具备优良的低频透过性与高频屏蔽性快速转换的特性, 能够获得优异的低通高阻性能, 同时在45°范围内具备优良的角度不敏感性. 最后制备和实验验证得到了0–2 GHz低频段具有95.6%高透过性、同时在7.05–18 GHz高频段具有10 dB 以上屏蔽性能的复合材料构件, 对具有隐身特性的新型滤波电磁功能构件的研制具有重要价值.
燃烧系统的诸多模拟依托于流体建模, 离散Boltzmann方法(discrete Boltzmann method, DBM) 是近年来发展起来的一种新的流体介观建模方法. 本文简要评述DBM发展的两个方向Navier-Stokes等偏微分方程的数值逼近解法和复杂系统的微介观动理学建模. 主要介绍在燃烧系统模拟方面DBM已有的工作、新近的思路、与传统流体建模的异同以及近期的研究成果. 本文重点传递的信息为: 作为复杂系统微介观动理学建模出现的DBM在模拟过程中同时给出流动及其相伴随的、关系最密切的那部分热动非平衡效应; 它为燃烧等复杂系统中各类非平衡行为的描述、非平衡信息的提取、非平衡程度的度量提供了一种简洁、有效的方法; 它所提供的热动非平衡测量量有两类: 一类是直接比较分布函数和平衡态分布函数的动理学矩关系得到的, 一类是来自于Chapman-Enskog多尺度分析给出的热传导和黏性项. 基于第二类DBM, 可以实现(燃烧等)一大类复杂流体系统的多尺度物理建模.
燃烧系统的诸多模拟依托于流体建模, 离散Boltzmann方法(discrete Boltzmann method, DBM) 是近年来发展起来的一种新的流体介观建模方法. 本文简要评述DBM发展的两个方向Navier-Stokes等偏微分方程的数值逼近解法和复杂系统的微介观动理学建模. 主要介绍在燃烧系统模拟方面DBM已有的工作、新近的思路、与传统流体建模的异同以及近期的研究成果. 本文重点传递的信息为: 作为复杂系统微介观动理学建模出现的DBM在模拟过程中同时给出流动及其相伴随的、关系最密切的那部分热动非平衡效应; 它为燃烧等复杂系统中各类非平衡行为的描述、非平衡信息的提取、非平衡程度的度量提供了一种简洁、有效的方法; 它所提供的热动非平衡测量量有两类: 一类是直接比较分布函数和平衡态分布函数的动理学矩关系得到的, 一类是来自于Chapman-Enskog多尺度分析给出的热传导和黏性项. 基于第二类DBM, 可以实现(燃烧等)一大类复杂流体系统的多尺度物理建模.
低维材料不断涌现的新奇性质吸引着科学研究者的目光. 除了电子的量子输运行为之外, 人们也陆续发现和确认了热输运中显著的量子行为, 如 热导低温量子化、声子子带、尺寸效应、瓶颈效应等. 这些小尺度体系的热输运性质可以很好地用非平衡格林函数来描述. 本文首先介绍了量子热输运的特性、声子非平衡格林函数方法及其在低维纳米材料中的研究进展; 其次回顾了近年来在 一系列低维材料中发现的热-自旋输运现象. 这些自旋热学现象展现了全新的热电转换机制, 有助于设计新型的热电转换器件, 同时也给出了用热产生自旋流的新途径; 最后介绍了线性响应理论以及在此理论框架下结合声子、电子非平衡格林函数方法进行的一些有益的探索. 量子热输运的研究对热效应基础研究以及声子学器件、能量转换器件的发展有着不可替代的重要作用.
低维材料不断涌现的新奇性质吸引着科学研究者的目光. 除了电子的量子输运行为之外, 人们也陆续发现和确认了热输运中显著的量子行为, 如 热导低温量子化、声子子带、尺寸效应、瓶颈效应等. 这些小尺度体系的热输运性质可以很好地用非平衡格林函数来描述. 本文首先介绍了量子热输运的特性、声子非平衡格林函数方法及其在低维纳米材料中的研究进展; 其次回顾了近年来在 一系列低维材料中发现的热-自旋输运现象. 这些自旋热学现象展现了全新的热电转换机制, 有助于设计新型的热电转换器件, 同时也给出了用热产生自旋流的新途径; 最后介绍了线性响应理论以及在此理论框架下结合声子、电子非平衡格林函数方法进行的一些有益的探索. 量子热输运的研究对热效应基础研究以及声子学器件、能量转换器件的发展有着不可替代的重要作用.
相比于3d和4d过渡金属元素, 5d过渡金属元素既具有很强的自旋轨道耦合相互作用, 同时它们的电子关联作用也不可忽略. 因而5d过渡金属氧化物体系具有许多奇异的量子特性. 这篇综述主要介绍我们在5d过渡金属氧化物中的一些理论进展. 首先介绍烧绿石结构铱氧化物(A2Ir2O7, A=Y或稀土元素)中的Weyl拓扑半金属性. 我们确定出A2Ir2O7这一类具有阻挫结构材料的磁基态, 并预言其是Weyl半金属; 其Weyl 点受到拓扑保护而稳定, 而且它的表面态在费米能级形成特别的费米弧. 其次预言尖晶石结构锇氧化物(AOs2O4, A=Ca, Sr)是具有奇异磁电响应的Axion绝缘体; 然后分析了电子关联、自旋轨道耦合对钙钛矿结构的锇氧化物(NaOsO3)的影响, 并成功定出它的基态磁构型, 最终确定其为Slater绝缘体. 最后介绍了LiOsO3中铁电金属性的成因.
相比于3d和4d过渡金属元素, 5d过渡金属元素既具有很强的自旋轨道耦合相互作用, 同时它们的电子关联作用也不可忽略. 因而5d过渡金属氧化物体系具有许多奇异的量子特性. 这篇综述主要介绍我们在5d过渡金属氧化物中的一些理论进展. 首先介绍烧绿石结构铱氧化物(A2Ir2O7, A=Y或稀土元素)中的Weyl拓扑半金属性. 我们确定出A2Ir2O7这一类具有阻挫结构材料的磁基态, 并预言其是Weyl半金属; 其Weyl 点受到拓扑保护而稳定, 而且它的表面态在费米能级形成特别的费米弧. 其次预言尖晶石结构锇氧化物(AOs2O4, A=Ca, Sr)是具有奇异磁电响应的Axion绝缘体; 然后分析了电子关联、自旋轨道耦合对钙钛矿结构的锇氧化物(NaOsO3)的影响, 并成功定出它的基态磁构型, 最终确定其为Slater绝缘体. 最后介绍了LiOsO3中铁电金属性的成因.
神经信息系统实质上是定量系统, 应引起足够重视. 关于神经系统的定量研究方面的报道比较少见. 这一问题将会影响进一步的研究, 如双耳声音定向. 双耳定向是定量测量, 用定性分析的方法无法满足要求. 已有的生理实验发现声音输入信号强度与听觉神经的输出频率存在单调递增关系, 所以本文中声音强度的变化被简化成神经脉冲频率的变化. 本文基于圆映射和符号动力学原理, 建立了神经回路定量模型, 模型中对同侧输入回路采用兴奋性耦合, 对侧输入回路采用抑制性耦合, 并考虑神经元间突触连接的量子释放特征, 采用化学耦合模型实现连接, 用耦合系数表示神经元间的耦合程度. 采用Hodgkin-Huxley模型仿真研究听觉神经回路的输入/输出脉冲序列关系. 在已经仿真过的参数范围, 模型在输入信号变化与输出脉冲频率变化间存在单调递增/递减的关系. 对于单输入单输出的神经元, 采用符号动力学方法进行符号化; 对于多输入单输出的神经元, 采用分析各输出脉冲的产生时间, 判断其变化位置, 从神经脉冲序列中得到对应的两耳声音幅值差变化, 以此定位声源. 随着输出脉冲数的增加, 符号序列的长度增加, 符号序列对输入信号变化敏感, 能够得到较高的测量精度. 仿真结果表明这个模型是定量的, 神经脉冲序列能够区分信号的大小.
神经信息系统实质上是定量系统, 应引起足够重视. 关于神经系统的定量研究方面的报道比较少见. 这一问题将会影响进一步的研究, 如双耳声音定向. 双耳定向是定量测量, 用定性分析的方法无法满足要求. 已有的生理实验发现声音输入信号强度与听觉神经的输出频率存在单调递增关系, 所以本文中声音强度的变化被简化成神经脉冲频率的变化. 本文基于圆映射和符号动力学原理, 建立了神经回路定量模型, 模型中对同侧输入回路采用兴奋性耦合, 对侧输入回路采用抑制性耦合, 并考虑神经元间突触连接的量子释放特征, 采用化学耦合模型实现连接, 用耦合系数表示神经元间的耦合程度. 采用Hodgkin-Huxley模型仿真研究听觉神经回路的输入/输出脉冲序列关系. 在已经仿真过的参数范围, 模型在输入信号变化与输出脉冲频率变化间存在单调递增/递减的关系. 对于单输入单输出的神经元, 采用符号动力学方法进行符号化; 对于多输入单输出的神经元, 采用分析各输出脉冲的产生时间, 判断其变化位置, 从神经脉冲序列中得到对应的两耳声音幅值差变化, 以此定位声源. 随着输出脉冲数的增加, 符号序列的长度增加, 符号序列对输入信号变化敏感, 能够得到较高的测量精度. 仿真结果表明这个模型是定量的, 神经脉冲序列能够区分信号的大小.
作为等离子体重要参数之一, 特别是在低温等离子体中离子温度的测量一直较为困难. 在磁化线性等离子体装置氧化物阴极脉冲放电条件下, 利用栅网激发离子声波, 通过测量波幅在朗道阻尼作用下随空间的演化, 利用阻尼长度是离子温度和电子温度的函数, 计算得到离子温度为0.3 eV. 测量值与国外类似装置利用光谱诊断所得结果基本相同.
作为等离子体重要参数之一, 特别是在低温等离子体中离子温度的测量一直较为困难. 在磁化线性等离子体装置氧化物阴极脉冲放电条件下, 利用栅网激发离子声波, 通过测量波幅在朗道阻尼作用下随空间的演化, 利用阻尼长度是离子温度和电子温度的函数, 计算得到离子温度为0.3 eV. 测量值与国外类似装置利用光谱诊断所得结果基本相同.
与伽利略不变性的超流体不同, 具有洛伦兹不变性的超流体中除了声子模之外, 还存在希格斯振幅模(Higgs amplitude mode). 在二维情况下, 由于存在十分剧烈的衰变成声子模的过程, 希格斯模是否仍然是一个能产生尖锐线性响应的激发子成为了一个问题. 近年来的进展最终对这一持续数十年的争论做出了肯定的回答, 证实了希格斯的可观测性. 在这里, 我们回顾一系列的数值方面的工作; 它们以二维超流体(superfluid)到莫特绝缘体(Mott insulator) 量子相变点(SF-MI QCP) 附近的具有洛伦兹不变性的超流体为对象, 成功探测到了希格斯模的线性响应信号. 特别是, 我们介绍了一种如何使用平衡态系统的蒙特卡罗算法计算强关联系统的延迟响应函数(retarded response function)的方法. 该方法主要包含两个核心步骤: 即通过路径积分表示下的蠕虫算法这一高效的蒙特卡罗算法计算平衡态系统的虚时间关联函数, 然后利用数值解析延拓方法从虚时间关联函数中获得实时间(实频率)的响应函数. 将该数值方法应用于二维SF-MI QCP附近的玻色-哈伯德模型(Bose-Hubbard Model), 结果表明尽管在超流相中, 希格斯模衰变过程非常剧烈, 但是在动能算符相对应的延迟响应函数的虚部中, 仍然可以观测到希格斯模所对应的尖锐的共振峰. 进一步的研究表明, 在莫特绝缘相, 甚至常流体相中, 也可能存在类似的共振峰信号. 由于可以在光晶格中超冷原子系统等凝聚态中观测到SF-MI QCP, 因此希格斯共振峰有望通过实验进行直接探测. 此外我们指出, 同样的希格斯共振峰还存在于所有和SF-MI QCP具有相同普适类((2+1)维相对论性U(1)临界性)的量子临界系统中.
与伽利略不变性的超流体不同, 具有洛伦兹不变性的超流体中除了声子模之外, 还存在希格斯振幅模(Higgs amplitude mode). 在二维情况下, 由于存在十分剧烈的衰变成声子模的过程, 希格斯模是否仍然是一个能产生尖锐线性响应的激发子成为了一个问题. 近年来的进展最终对这一持续数十年的争论做出了肯定的回答, 证实了希格斯的可观测性. 在这里, 我们回顾一系列的数值方面的工作; 它们以二维超流体(superfluid)到莫特绝缘体(Mott insulator) 量子相变点(SF-MI QCP) 附近的具有洛伦兹不变性的超流体为对象, 成功探测到了希格斯模的线性响应信号. 特别是, 我们介绍了一种如何使用平衡态系统的蒙特卡罗算法计算强关联系统的延迟响应函数(retarded response function)的方法. 该方法主要包含两个核心步骤: 即通过路径积分表示下的蠕虫算法这一高效的蒙特卡罗算法计算平衡态系统的虚时间关联函数, 然后利用数值解析延拓方法从虚时间关联函数中获得实时间(实频率)的响应函数. 将该数值方法应用于二维SF-MI QCP附近的玻色-哈伯德模型(Bose-Hubbard Model), 结果表明尽管在超流相中, 希格斯模衰变过程非常剧烈, 但是在动能算符相对应的延迟响应函数的虚部中, 仍然可以观测到希格斯模所对应的尖锐的共振峰. 进一步的研究表明, 在莫特绝缘相, 甚至常流体相中, 也可能存在类似的共振峰信号. 由于可以在光晶格中超冷原子系统等凝聚态中观测到SF-MI QCP, 因此希格斯共振峰有望通过实验进行直接探测. 此外我们指出, 同样的希格斯共振峰还存在于所有和SF-MI QCP具有相同普适类((2+1)维相对论性U(1)临界性)的量子临界系统中.
基于密度泛函理论的第一性原理计算方法, 系统研究了硅烯、锗烯在GaAs(111) 表面的几何及电子结构. 研究发现, 硅烯、锗烯均可在As-中断和Ga-中断的GaAs(111) 表面稳定存在, 并呈现蜂窝状六角几何构型. 形成能计算结果证明了其实验制备的可行性. 同时发现硅烯、锗烯与GaAs表面存在共价键作用, 这破坏了其Dirac电子性质. 进一步探索了利用氢插层恢复硅烯、锗烯Dirac电子性质的方法. 发现该方法可使As-中断面上硅烯、锗烯的Dirac电子性质得到很好恢复, 而在Ga-中断面上的效果不够理想. 此外, 基于原子轨道成键和杂化理论揭示了GaAs表面硅烯、锗烯能带变化的物理机理. 研究结果为硅烯、锗烯在半导体基底上的制备及应用奠定了理论基础.
基于密度泛函理论的第一性原理计算方法, 系统研究了硅烯、锗烯在GaAs(111) 表面的几何及电子结构. 研究发现, 硅烯、锗烯均可在As-中断和Ga-中断的GaAs(111) 表面稳定存在, 并呈现蜂窝状六角几何构型. 形成能计算结果证明了其实验制备的可行性. 同时发现硅烯、锗烯与GaAs表面存在共价键作用, 这破坏了其Dirac电子性质. 进一步探索了利用氢插层恢复硅烯、锗烯Dirac电子性质的方法. 发现该方法可使As-中断面上硅烯、锗烯的Dirac电子性质得到很好恢复, 而在Ga-中断面上的效果不够理想. 此外, 基于原子轨道成键和杂化理论揭示了GaAs表面硅烯、锗烯能带变化的物理机理. 研究结果为硅烯、锗烯在半导体基底上的制备及应用奠定了理论基础.
随着超级计算机硬件和数值算法迅速发展, 使得目前利用密度泛函理论研究上千个原子体系的电子能带和结构等性质变得可行. 数值原子轨道基组由于其基组较小和局域等特性, 可以很好地与电子结构计算中的线性标度算法等的新算法结合, 用来研究较大尺寸的物理体系. 本文详细介绍了一款中国科学技术大学量子信息重点 实验室自主开发的基于数值原子轨道基组的第一性原理计算软件 Atomic-orbital Based Ab-initio Computation at UStc. 大量的测试结果表明: 该软件具有很好的准确性和较高的并行效率, 可以用于包含1000个原子左右的系统的电子结构和原子结构的研究以及分子动力学模拟计算.
随着超级计算机硬件和数值算法迅速发展, 使得目前利用密度泛函理论研究上千个原子体系的电子能带和结构等性质变得可行. 数值原子轨道基组由于其基组较小和局域等特性, 可以很好地与电子结构计算中的线性标度算法等的新算法结合, 用来研究较大尺寸的物理体系. 本文详细介绍了一款中国科学技术大学量子信息重点 实验室自主开发的基于数值原子轨道基组的第一性原理计算软件 Atomic-orbital Based Ab-initio Computation at UStc. 大量的测试结果表明: 该软件具有很好的准确性和较高的并行效率, 可以用于包含1000个原子左右的系统的电子结构和原子结构的研究以及分子动力学模拟计算.
t-J模型是研究高温超导电性的重要理论模型之一. 最近的冷分子实验表明可用极性分子模拟t-J模型. 实验模拟的t-J模型除了引进长程的偶极相互作用外, 还引进了密度-自旋相互作用. 本文使用密度矩阵重整化群方法研究了密度-自旋相互作用对一维t-J 模型基态性质的影响. 选取了t-J模型基态相图中不同相区的三个点, 计算了不同密度-自旋相互作用强度下的粒子数和自旋的实空间分布,以及密度-密度关联函数和自旋-自旋关联函数与相应的结构因子. 计算结果表明, 密度-自旋相互作用强度较弱时, 对系统的性质不会产生定性影响；当其强度足够大时, 系统会进入相分离, 该相分离与传统t-J模型的相分离有很大区别.
t-J模型是研究高温超导电性的重要理论模型之一. 最近的冷分子实验表明可用极性分子模拟t-J模型. 实验模拟的t-J模型除了引进长程的偶极相互作用外, 还引进了密度-自旋相互作用. 本文使用密度矩阵重整化群方法研究了密度-自旋相互作用对一维t-J 模型基态性质的影响. 选取了t-J模型基态相图中不同相区的三个点, 计算了不同密度-自旋相互作用强度下的粒子数和自旋的实空间分布,以及密度-密度关联函数和自旋-自旋关联函数与相应的结构因子. 计算结果表明, 密度-自旋相互作用强度较弱时, 对系统的性质不会产生定性影响；当其强度足够大时, 系统会进入相分离, 该相分离与传统t-J模型的相分离有很大区别.