对任何物理量的测量都有一定的噪声, 经典测量所能达到的最小噪声一般称为散粒噪声, 对应着测量的标准量子极限. 利用压缩光可以突破标准量子极限, 从而提高测量精度. 本文介绍了压缩态光场用于突破标准量子极限的基本原理, 以及压缩态光场在相位测量、光学横向小位移及倾斜测量、磁场测量以及时钟同步等精密测量领域的应用和最新进展.
对任何物理量的测量都有一定的噪声, 经典测量所能达到的最小噪声一般称为散粒噪声, 对应着测量的标准量子极限. 利用压缩光可以突破标准量子极限, 从而提高测量精度. 本文介绍了压缩态光场用于突破标准量子极限的基本原理, 以及压缩态光场在相位测量、光学横向小位移及倾斜测量、磁场测量以及时钟同步等精密测量领域的应用和最新进展.
碳纳米管阵列组成的碳纳米管分子膜在生物学分子器件等方面有重要应用. 本文利用分子动力学方法计算研究水分子对(11, 11)碳纳米管阵列的渗透过程. 结果发现, 只有当阵列间隙面积大于57.91 Å2时, 水分子才能进入阵列间隙中, 并揭示了碳管内部、阵列间隙内水分子结构随相邻碳管间距变化的演化趋势以及管内外水分子电偶极矩的分布特性.
碳纳米管阵列组成的碳纳米管分子膜在生物学分子器件等方面有重要应用. 本文利用分子动力学方法计算研究水分子对(11, 11)碳纳米管阵列的渗透过程. 结果发现, 只有当阵列间隙面积大于57.91 Å2时, 水分子才能进入阵列间隙中, 并揭示了碳管内部、阵列间隙内水分子结构随相邻碳管间距变化的演化趋势以及管内外水分子电偶极矩的分布特性.
采用Chin和Chen的动力学算法追踪粒子在体系中的运动情况, 首次研究并对比了粒子在Hénon-Heiles体系与变形Hénon-Heiles六边形体系中的混沌逃逸规律, 在Hénon-Heiles体系中, 对于不同能量范围, 分形维数与逃逸率随能量而改变, 但在变形Hénon-Heiles六边形体系中, 仅在低能区分形维数与逃逸率随能量的改变而变化, 而高能区逃逸率和分形维数趋于稳定值. 并且得到普遍规律, 即不同混沌体系中粒子的混沌逃逸率和粒子逃逸的分形维数呈现较强的线性相关性. 因而分形维数可以作为工具研究混沌体系中粒子的逃逸规律, 在介观器件设计中可以通过研究混沌电子器件的分形维数来表征粒子在器件中的传输行为.
采用Chin和Chen的动力学算法追踪粒子在体系中的运动情况, 首次研究并对比了粒子在Hénon-Heiles体系与变形Hénon-Heiles六边形体系中的混沌逃逸规律, 在Hénon-Heiles体系中, 对于不同能量范围, 分形维数与逃逸率随能量而改变, 但在变形Hénon-Heiles六边形体系中, 仅在低能区分形维数与逃逸率随能量的改变而变化, 而高能区逃逸率和分形维数趋于稳定值. 并且得到普遍规律, 即不同混沌体系中粒子的混沌逃逸率和粒子逃逸的分形维数呈现较强的线性相关性. 因而分形维数可以作为工具研究混沌体系中粒子的逃逸规律, 在介观器件设计中可以通过研究混沌电子器件的分形维数来表征粒子在器件中的传输行为.
基于混沌激光实现全光物理随机数发生器的物理基础是完成对混沌光信号的高速实时全光采样. 本文利用偏振无关的SOA构建出TOAD全光采样门, 以光反馈半导体激光器产生混沌激光, 对混沌激光的全光采样可行性进行了原理性实验论证, 实现了对光反馈半导体激光器产生的6.4 GHz带宽的混沌激光5 GSa/s的实时、高保真全光采样. 进一步研究显示, 光采样周期与外腔反馈时间成比例与否对混沌信号弱周期性的抑制水平影响显著. 当两者不成比例时, 可有效消除原始混沌信号的弱周期性, 有利于高质量物理随机数的产生.
基于混沌激光实现全光物理随机数发生器的物理基础是完成对混沌光信号的高速实时全光采样. 本文利用偏振无关的SOA构建出TOAD全光采样门, 以光反馈半导体激光器产生混沌激光, 对混沌激光的全光采样可行性进行了原理性实验论证, 实现了对光反馈半导体激光器产生的6.4 GHz带宽的混沌激光5 GSa/s的实时、高保真全光采样. 进一步研究显示, 光采样周期与外腔反馈时间成比例与否对混沌信号弱周期性的抑制水平影响显著. 当两者不成比例时, 可有效消除原始混沌信号的弱周期性, 有利于高质量物理随机数的产生.
调频连续波激光测距方法可以实现高精度的大尺寸绝对距离测量, 且测量过程无需合作目标, 在大空间坐标精密测量领域有很高的研究价值. 而如何提高测量分辨率和实用化一直是近年来调频连续波激光绝对测距研究的热点. 本文研究了调频连续波激光测距的原理, 基于双光路调频连续波激光测距系统, 提出了通过信号拼接提高测量分辨率的信号处理优化方案, 该方案可以提高测距分辨率, 且可以降低对激光器的性能要求; 提出了可实现高速测量的简易测量方法. 设计加工了双光路光纤调频连续波激光测距系统, 利用该系统进行了测距分辨率及测距误差标定实验, 实验结果表明: 优化方案可以有效地提高测量分辨率和测量效率, 在26 m测量范围内, 测距分辨率达到了50 m, 测距误差不超过100 m; 快速测量方案有较高实用价值.
调频连续波激光测距方法可以实现高精度的大尺寸绝对距离测量, 且测量过程无需合作目标, 在大空间坐标精密测量领域有很高的研究价值. 而如何提高测量分辨率和实用化一直是近年来调频连续波激光绝对测距研究的热点. 本文研究了调频连续波激光测距的原理, 基于双光路调频连续波激光测距系统, 提出了通过信号拼接提高测量分辨率的信号处理优化方案, 该方案可以提高测距分辨率, 且可以降低对激光器的性能要求; 提出了可实现高速测量的简易测量方法. 设计加工了双光路光纤调频连续波激光测距系统, 利用该系统进行了测距分辨率及测距误差标定实验, 实验结果表明: 优化方案可以有效地提高测量分辨率和测量效率, 在26 m测量范围内, 测距分辨率达到了50 m, 测距误差不超过100 m; 快速测量方案有较高实用价值.
针对原位实时监测有机半导体薄膜生长情况的需求, 提出了差分反射光谱法与场效应晶体管法结合的光电联合测量方法, 设计研制了测量系统. 以并五苯有机分子为例, 通过自制底栅底接触式场效应管微结构, 实验测试了热蒸发法生长导电膜层过程中光电信号的演变与相互关联. 光谱信号显示, 并五苯以薄膜态结构进行生长, 光谱随生长进程变化显著. 实验数据与四相结构模型仿真结果的良好吻合, 表明因薄膜增厚引起干涉条件的改变是光谱变化的主因, 由此推算出薄膜生长速率为0.23 nm/min. 当薄膜等效厚度达到28 nm时, 场效应管的导电性显著增强, 标志着并五苯有效传输层的形成. 此后, 薄膜厚度持续增加, 但测试电流增长缓慢, 说明该结构进入电学特性饱和区. 光电联合法不仅有助于研究有机半导体薄膜的光谱信息、电学特性和薄膜结构之间的相互对应关系, 也为发展原位监测有机半导体薄膜制备过程, 探索最佳工艺提供了新的研究手段.
针对原位实时监测有机半导体薄膜生长情况的需求, 提出了差分反射光谱法与场效应晶体管法结合的光电联合测量方法, 设计研制了测量系统. 以并五苯有机分子为例, 通过自制底栅底接触式场效应管微结构, 实验测试了热蒸发法生长导电膜层过程中光电信号的演变与相互关联. 光谱信号显示, 并五苯以薄膜态结构进行生长, 光谱随生长进程变化显著. 实验数据与四相结构模型仿真结果的良好吻合, 表明因薄膜增厚引起干涉条件的改变是光谱变化的主因, 由此推算出薄膜生长速率为0.23 nm/min. 当薄膜等效厚度达到28 nm时, 场效应管的导电性显著增强, 标志着并五苯有效传输层的形成. 此后, 薄膜厚度持续增加, 但测试电流增长缓慢, 说明该结构进入电学特性饱和区. 光电联合法不仅有助于研究有机半导体薄膜的光谱信息、电学特性和薄膜结构之间的相互对应关系, 也为发展原位监测有机半导体薄膜制备过程, 探索最佳工艺提供了新的研究手段.
利用含时微扰论和闭合轨道理论相结合的方法, 给出了氢负离子在梯度电场中自关联函数的计算公式, 并且对体系的自关联函数进行了计算和分析. 重点探讨了激光脉冲的宽度、梯度电场中背景电场强度及电场梯度对氢负离子体系的自关联函数的影响. 研究结果表明, 当激光脉冲的脉冲宽度较短, 远小于剥离电子的闭合轨道的周期时, 量子波包的回归现象显著, 自关联函数中会出现一系列比较明显的回归峰, 这是由于沿闭合轨道返回的电子波包和出射的电子波包之间产生干涉形成的. 但是随着激光脉冲宽度的增加, 量子波包的回归现象减弱. 当脉冲宽度和闭合轨道的周期相差不是很大时, 自关联函数中的回归峰逐渐变宽, 振荡渐趋平缓, 相邻的峰之间发生相互干涉, 从而导致对应关系消失. 除此之外, 我们还发现梯度电场中背景电场强度和电场梯度对体系的自关联函数也会发生显著的影响. 随着背景电场强度和电场梯度的增加, 剥离电子的闭合轨道的周期变短, 自关联函数中回归峰的个数逐渐增加, 量子回归现象增强. 因此, 我们可以通过改变脉冲的宽度、外加电场强度的大小对氢负离子发生光剥离的自关联函数进行调控. 我们的结果对于实验研究原子或离子体系在外场中的波包动力学性质可以提供一定的参考价值.
利用含时微扰论和闭合轨道理论相结合的方法, 给出了氢负离子在梯度电场中自关联函数的计算公式, 并且对体系的自关联函数进行了计算和分析. 重点探讨了激光脉冲的宽度、梯度电场中背景电场强度及电场梯度对氢负离子体系的自关联函数的影响. 研究结果表明, 当激光脉冲的脉冲宽度较短, 远小于剥离电子的闭合轨道的周期时, 量子波包的回归现象显著, 自关联函数中会出现一系列比较明显的回归峰, 这是由于沿闭合轨道返回的电子波包和出射的电子波包之间产生干涉形成的. 但是随着激光脉冲宽度的增加, 量子波包的回归现象减弱. 当脉冲宽度和闭合轨道的周期相差不是很大时, 自关联函数中的回归峰逐渐变宽, 振荡渐趋平缓, 相邻的峰之间发生相互干涉, 从而导致对应关系消失. 除此之外, 我们还发现梯度电场中背景电场强度和电场梯度对体系的自关联函数也会发生显著的影响. 随着背景电场强度和电场梯度的增加, 剥离电子的闭合轨道的周期变短, 自关联函数中回归峰的个数逐渐增加, 量子回归现象增强. 因此, 我们可以通过改变脉冲的宽度、外加电场强度的大小对氢负离子发生光剥离的自关联函数进行调控. 我们的结果对于实验研究原子或离子体系在外场中的波包动力学性质可以提供一定的参考价值.
理论研究分子结构与双光子吸收性质之间的关系对于指导实验者设计与合成功能分子材料具有重要意义. 在杂化密度泛函水平上, 利用响应函数方法, 计算了一类以二乙烯硫/砜基为中心的新型电荷转移分子的双光子吸收截面, 并在相同计算水平上, 与联苯乙烯类强双光子吸收分子做了比较; 以新型电荷转移分子为基础, 利用异构效应, 设计出了可以增强双光子吸收强度的分子结构. 研究表明, 在可应用波长范围内, 该系列分子表现出较强的双光子吸收响应, 与相似共轭长度的强双光子吸收分子具有相同量级的双光子吸收截面; 二乙烯硫/砜基在分子中心作为吸电子基团可以形成有效的电荷转移分子; 改变咔唑基的连接方式可以有效提高双光子吸收截面. 该研究为实验合成新型双光子吸收分子材料提供了理论依据.
理论研究分子结构与双光子吸收性质之间的关系对于指导实验者设计与合成功能分子材料具有重要意义. 在杂化密度泛函水平上, 利用响应函数方法, 计算了一类以二乙烯硫/砜基为中心的新型电荷转移分子的双光子吸收截面, 并在相同计算水平上, 与联苯乙烯类强双光子吸收分子做了比较; 以新型电荷转移分子为基础, 利用异构效应, 设计出了可以增强双光子吸收强度的分子结构. 研究表明, 在可应用波长范围内, 该系列分子表现出较强的双光子吸收响应, 与相似共轭长度的强双光子吸收分子具有相同量级的双光子吸收截面; 二乙烯硫/砜基在分子中心作为吸电子基团可以形成有效的电荷转移分子; 改变咔唑基的连接方式可以有效提高双光子吸收截面. 该研究为实验合成新型双光子吸收分子材料提供了理论依据.
本文采用全相对论扭曲波方法计算了Cd+离子5s2S1/2 → 5p2P3/2电子碰撞激发总截面、磁能级的激发截面以及退激辐射光子极化度. 详细讨论了电子关联效应对激发截面以及退激辐射光子极化度的影响. 我们发现, 在低能碰撞部分(80 eV), Core-价关联的贡献不是非常明显, 但与不考虑Core-价关联的结果相比, 其激发截面也降低了15%. 然而, 对于退激辐射光子极化度, Core-价关联的贡献非常小, 其影响是可以忽略的.
本文采用全相对论扭曲波方法计算了Cd+离子5s2S1/2 → 5p2P3/2电子碰撞激发总截面、磁能级的激发截面以及退激辐射光子极化度. 详细讨论了电子关联效应对激发截面以及退激辐射光子极化度的影响. 我们发现, 在低能碰撞部分(80 eV), Core-价关联的贡献不是非常明显, 但与不考虑Core-价关联的结果相比, 其激发截面也降低了15%. 然而, 对于退激辐射光子极化度, Core-价关联的贡献非常小, 其影响是可以忽略的.
基于开口谐振环(split-ring resonator, SRR)奇异的电磁特性, 设计并制备了一种覆盖C和X波段的高增益SRR-Vivaldi端射天线. 采用等效分析方法对SRR结构谐振特性进行了研究, 并将其应用于传统Vivaldi天线指数渐变槽线前方, 使SRR结构形成特殊谐振能力的引向器, 将天线表面电流集中于端射方向, 在保证天线尺寸和带宽不变的前提下, 实现了天线增益的有效提升. 仿真和测试结果表明, 新型SRR-Vivaldi天线在C波段增益平均提高75.44%, xoy面和xoz面半功率波束宽度都缩减20°以上; 在X波段增益平均提高24.46%, xoz面半功率波束宽度大约缩减25°. 该结构具有低成本、设计简单、便于加工、利于共形等优点, 为端射天线提高增益和增强定向性提供了新思路.
基于开口谐振环(split-ring resonator, SRR)奇异的电磁特性, 设计并制备了一种覆盖C和X波段的高增益SRR-Vivaldi端射天线. 采用等效分析方法对SRR结构谐振特性进行了研究, 并将其应用于传统Vivaldi天线指数渐变槽线前方, 使SRR结构形成特殊谐振能力的引向器, 将天线表面电流集中于端射方向, 在保证天线尺寸和带宽不变的前提下, 实现了天线增益的有效提升. 仿真和测试结果表明, 新型SRR-Vivaldi天线在C波段增益平均提高75.44%, xoy面和xoz面半功率波束宽度都缩减20°以上; 在X波段增益平均提高24.46%, xoz面半功率波束宽度大约缩减25°. 该结构具有低成本、设计简单、便于加工、利于共形等优点, 为端射天线提高增益和增强定向性提供了新思路.
基于叠层衍射成像原理提出了一种新的衍射数字水印算法:叠层水印. 通过双随机相位编码和探针, 实现对水印图像的分块加密, 密文经过衰减处理, 加载在振幅型宿主图像的空域上, 伪探针记录下宿主图像, 并加载到传输图像的相位上. 模拟实验结果表明: 首先, 叠层水印可以很好地提取水印图像的振幅、相位信息. 其次, 叠层水印可以解决水印不可感知性与密文信息提取质量之间的矛盾. 最后, 通过鲁棒性研究验证了: 叠层水印具有很好的抗噪声和抗剪切能力, 并且可以通过增加探针的数目和交叠率进一步提高其鲁棒性, 并给出其在GIF图像上的应用.
基于叠层衍射成像原理提出了一种新的衍射数字水印算法:叠层水印. 通过双随机相位编码和探针, 实现对水印图像的分块加密, 密文经过衰减处理, 加载在振幅型宿主图像的空域上, 伪探针记录下宿主图像, 并加载到传输图像的相位上. 模拟实验结果表明: 首先, 叠层水印可以很好地提取水印图像的振幅、相位信息. 其次, 叠层水印可以解决水印不可感知性与密文信息提取质量之间的矛盾. 最后, 通过鲁棒性研究验证了: 叠层水印具有很好的抗噪声和抗剪切能力, 并且可以通过增加探针的数目和交叠率进一步提高其鲁棒性, 并给出其在GIF图像上的应用.
提出一种基于背景最佳滤波尺度的红外图像复杂度评价准则来解决传统方法评价背景效果较差的问题. 同时, 这种方法还可以为红外图像滤波提供最佳高通滤波尺度信息, 从而对红外图像进行性能最佳滤波. 首先, 生成高斯仿真目标并与红外图像进行融合, 获得包含仿真目标及真实红外背景的图像. 然后, 在不同高斯滤波尺度下对图像滤波, 并计算滤波后仿真目标的信噪比. 最后, 取滤波后目标信噪比最大时的滤波尺度作为背景最佳滤波尺度, 使用该尺度可评价红外图像的复杂度. 另外, 本文还使用数学模型推导了红外图像最佳滤波尺度, 得出最佳滤波尺度的数学表达式. 大量实验表明: 1) 本文推导的最佳滤波尺度数学表达式与实验曲线吻合. 2) 这种方法在评价红外图像复杂度方面比传统的基于信息熵的方法效果要好很多. 并且这种方法获取的红外背景复杂度为滤波最佳尺度, 可以直接利用这项指标对图像进行最佳滤波从而更好地检测弱小目标. 3) 仿真目标尺度越大, 最佳滤波尺度也会相应增大. 因此, 在评价图像复杂度时, 应使用相同尺度的仿真目标, 不同图像之间才具备可比性. 同时, 最佳滤波尺度与仿真目标的强度无关. 4) 本文算法使用的滤波器宜用高斯及Butterworth高通滤波器实现. 5) 本文提出的方法不仅可以有效分析红外视频的复杂度, 并且可以通过复杂度的变化分析图像内容的突变.
提出一种基于背景最佳滤波尺度的红外图像复杂度评价准则来解决传统方法评价背景效果较差的问题. 同时, 这种方法还可以为红外图像滤波提供最佳高通滤波尺度信息, 从而对红外图像进行性能最佳滤波. 首先, 生成高斯仿真目标并与红外图像进行融合, 获得包含仿真目标及真实红外背景的图像. 然后, 在不同高斯滤波尺度下对图像滤波, 并计算滤波后仿真目标的信噪比. 最后, 取滤波后目标信噪比最大时的滤波尺度作为背景最佳滤波尺度, 使用该尺度可评价红外图像的复杂度. 另外, 本文还使用数学模型推导了红外图像最佳滤波尺度, 得出最佳滤波尺度的数学表达式. 大量实验表明: 1) 本文推导的最佳滤波尺度数学表达式与实验曲线吻合. 2) 这种方法在评价红外图像复杂度方面比传统的基于信息熵的方法效果要好很多. 并且这种方法获取的红外背景复杂度为滤波最佳尺度, 可以直接利用这项指标对图像进行最佳滤波从而更好地检测弱小目标. 3) 仿真目标尺度越大, 最佳滤波尺度也会相应增大. 因此, 在评价图像复杂度时, 应使用相同尺度的仿真目标, 不同图像之间才具备可比性. 同时, 最佳滤波尺度与仿真目标的强度无关. 4) 本文算法使用的滤波器宜用高斯及Butterworth高通滤波器实现. 5) 本文提出的方法不仅可以有效分析红外视频的复杂度, 并且可以通过复杂度的变化分析图像内容的突变.
表面粗糙度是衡量机械表面加工水平的重要参数. 通过构建一套激光散斑成像采集系统, 获取了不同表面加工类型和不同粗糙度值的零件表面激光散斑图像. 应用Tamura纹理特征理论提取图像的纹理粗糙度、对比度、方向度特征, 并分析了这三个特征与表面粗糙度的关系. 发现了纹理粗糙度特征与表面粗糙度的单调关系, 推导出平磨、外磨、研磨三种表面加工工艺的粗糙度值与图像纹理粗糙度特征的数学函数关系, 实现了表面粗糙度的测量. 同时, 利用Tamura纹理特征与加工工艺的依赖关系, 建立了基于贝叶斯网络的工艺识别推理模型, 推理出了零件表面加工工艺. 通过为多种加工类型表面建立粗糙度测量模型, 为粗糙度测量提供了新思路. 实验证明所提的粗糙度测量模型能以较高的准确率识别出零件表面加工类型并测量出其表面粗糙度值.
表面粗糙度是衡量机械表面加工水平的重要参数. 通过构建一套激光散斑成像采集系统, 获取了不同表面加工类型和不同粗糙度值的零件表面激光散斑图像. 应用Tamura纹理特征理论提取图像的纹理粗糙度、对比度、方向度特征, 并分析了这三个特征与表面粗糙度的关系. 发现了纹理粗糙度特征与表面粗糙度的单调关系, 推导出平磨、外磨、研磨三种表面加工工艺的粗糙度值与图像纹理粗糙度特征的数学函数关系, 实现了表面粗糙度的测量. 同时, 利用Tamura纹理特征与加工工艺的依赖关系, 建立了基于贝叶斯网络的工艺识别推理模型, 推理出了零件表面加工工艺. 通过为多种加工类型表面建立粗糙度测量模型, 为粗糙度测量提供了新思路. 实验证明所提的粗糙度测量模型能以较高的准确率识别出零件表面加工类型并测量出其表面粗糙度值.
本文研究了初始处于激发态的两能级原子在左手材料附近运动时Casimir-Polder力对原子动力学的影响. 左手材料有两个的作用: 一是在距离界面波长区域内提供了较强的Casimir-Polder共振力, 二是在这一范围原子的自发辐射受到抑制, 延长了作用时间. 这两种效应使得依靠原子自发辐射这一过程中的Casimir-Polder力能对原子的运动学产生影响, 并将一定初速度的原子排斥远离界面. 由于原子偶极矩的取向会影响Casimir-Polder力的性质, 因此对于某些初始条件(初速度和初始位置), 不同偶极矩取向的原子有不同的运动学结果, 会被吸引到界面或反射出去, 从而对具有不同偶极矩方向的原子进行筛选. 当然由于Casimir-Polder力很小, 能够反射的初速度也很小, 但是已经可以反抗极低温的热涨落, 我们的理论预估值约为15 μupK. 如果和其他约束手段同时作用, 便能对原子的动力学产生更为有利的控制.
本文研究了初始处于激发态的两能级原子在左手材料附近运动时Casimir-Polder力对原子动力学的影响. 左手材料有两个的作用: 一是在距离界面波长区域内提供了较强的Casimir-Polder共振力, 二是在这一范围原子的自发辐射受到抑制, 延长了作用时间. 这两种效应使得依靠原子自发辐射这一过程中的Casimir-Polder力能对原子的运动学产生影响, 并将一定初速度的原子排斥远离界面. 由于原子偶极矩的取向会影响Casimir-Polder力的性质, 因此对于某些初始条件(初速度和初始位置), 不同偶极矩取向的原子有不同的运动学结果, 会被吸引到界面或反射出去, 从而对具有不同偶极矩方向的原子进行筛选. 当然由于Casimir-Polder力很小, 能够反射的初速度也很小, 但是已经可以反抗极低温的热涨落, 我们的理论预估值约为15 μupK. 如果和其他约束手段同时作用, 便能对原子的动力学产生更为有利的控制.
基于微分几何理论和衍射光学理论, 给出了决定Pearcey光束光学结构的因素. 通过数值模拟和实验, 理论构造并实际产生了一簇光学拓扑结构不同的Pearcey光束. 随后, 它们的基本光学性质被研究. 研究结果表明, Pearcey光束的结构灵活可控, 因而有望在科学实验中发挥新的作用.
基于微分几何理论和衍射光学理论, 给出了决定Pearcey光束光学结构的因素. 通过数值模拟和实验, 理论构造并实际产生了一簇光学拓扑结构不同的Pearcey光束. 随后, 它们的基本光学性质被研究. 研究结果表明, Pearcey光束的结构灵活可控, 因而有望在科学实验中发挥新的作用.
针对光纤空分复用及模分复用传输系统中大容量和耦合串扰问题, 本文提出了一种具有四模式特性低串扰及大群时延的大容量多芯微结构光纤, 通过有限元法计算该光纤电磁场分布进而对其他参数进行分析. 结果表明: 合理的选定光纤结构参数, 可使得该光纤在C+L波段内同时实现19芯的LP01, LP11, LP21, LP02四个偏振模式的传输. 同时, 利用空气孔对电磁场较好的隔离作用来优化芯间串扰并得到较大的模式差分群时延及较为平坦的色散. 此外, 这种结构的光纤制作简单, 在短距离大容量的信息传递系统中具有重要应用.
针对光纤空分复用及模分复用传输系统中大容量和耦合串扰问题, 本文提出了一种具有四模式特性低串扰及大群时延的大容量多芯微结构光纤, 通过有限元法计算该光纤电磁场分布进而对其他参数进行分析. 结果表明: 合理的选定光纤结构参数, 可使得该光纤在C+L波段内同时实现19芯的LP01, LP11, LP21, LP02四个偏振模式的传输. 同时, 利用空气孔对电磁场较好的隔离作用来优化芯间串扰并得到较大的模式差分群时延及较为平坦的色散. 此外, 这种结构的光纤制作简单, 在短距离大容量的信息传递系统中具有重要应用.
本文提出并论证了一种光纤光栅高速解调的新方法, 利用色散补偿光纤的色散效应, 将光纤光栅的波长漂移信息转换成时域信息. 采用脉冲激光器作为光源, 仅需一个光脉冲可获取单根光纤上所有光纤光栅的反射光脉冲, 再根据各个光栅反射回光脉冲的延时变化即可实现波长的解调. 本方法可用于准分布光纤光栅传感网络解调, 系统采用全光纤结构, 无需波长扫描, 大大提高了解调速度. 本文搭建了测试系统进行实验验证, 对3个光纤光栅组成的准分布式传感网络进行了解调, 实验结果表明, 解调出的光纤光栅布喇格波长线性度好, 解调速度最高可达1 MHz, 采样数据取10次平均后解调线性度可达0.9969, 解调误差约为27.8 pm.
本文提出并论证了一种光纤光栅高速解调的新方法, 利用色散补偿光纤的色散效应, 将光纤光栅的波长漂移信息转换成时域信息. 采用脉冲激光器作为光源, 仅需一个光脉冲可获取单根光纤上所有光纤光栅的反射光脉冲, 再根据各个光栅反射回光脉冲的延时变化即可实现波长的解调. 本方法可用于准分布光纤光栅传感网络解调, 系统采用全光纤结构, 无需波长扫描, 大大提高了解调速度. 本文搭建了测试系统进行实验验证, 对3个光纤光栅组成的准分布式传感网络进行了解调, 实验结果表明, 解调出的光纤光栅布喇格波长线性度好, 解调速度最高可达1 MHz, 采样数据取10次平均后解调线性度可达0.9969, 解调误差约为27.8 pm.
双面金属包覆波导结构(SMCW)是由一层介质波导层被两层金属膜层上下包覆的一种新型波导结构; 本文基于金属层和介质层材料的热-光效应和热膨胀作用, 研究了双面金属包覆波导结构的温度特性. 计算分析的结果表明, 金属膜层的厚度、金属的介电系数、波导层的厚度及其介电常数几乎都与温度变化成比例, 同时, 对双面金属包覆波导结构的波导功能起主要影响的是介质层的厚度值随温度的变化. 本文分别在光谱模式和角度模式下研究双面金属包覆波导结构的反射特性, 并将其应用于基于双面金属包覆波导结构的传感器, 其灵敏度约为21.89 pm/K(光谱模式)和1.449×10-3 rad/K(角度模式). 最后, 本文对角度模式的模拟分析进行了实验验证, 实验验证结果与模拟分析结果基本一致, 实验所用SMCW样品的平均灵敏度约为0.517×10-3 rad/K, 与模拟分析的灵敏度结果同一量级. 双面金属包覆波导结构的传感器对温度非常敏感, 且该结构的物理构造简单, 成本低, 具有非常大的潜在应用价值.
双面金属包覆波导结构(SMCW)是由一层介质波导层被两层金属膜层上下包覆的一种新型波导结构; 本文基于金属层和介质层材料的热-光效应和热膨胀作用, 研究了双面金属包覆波导结构的温度特性. 计算分析的结果表明, 金属膜层的厚度、金属的介电系数、波导层的厚度及其介电常数几乎都与温度变化成比例, 同时, 对双面金属包覆波导结构的波导功能起主要影响的是介质层的厚度值随温度的变化. 本文分别在光谱模式和角度模式下研究双面金属包覆波导结构的反射特性, 并将其应用于基于双面金属包覆波导结构的传感器, 其灵敏度约为21.89 pm/K(光谱模式)和1.449×10-3 rad/K(角度模式). 最后, 本文对角度模式的模拟分析进行了实验验证, 实验验证结果与模拟分析结果基本一致, 实验所用SMCW样品的平均灵敏度约为0.517×10-3 rad/K, 与模拟分析的灵敏度结果同一量级. 双面金属包覆波导结构的传感器对温度非常敏感, 且该结构的物理构造简单, 成本低, 具有非常大的潜在应用价值.
本文提出了一种用波晶片产生无衍射涡旋空心光束的新方案. 根据晶体双折射的性质, 设计波晶片的厚度, 在一块晶体薄片上对o光和e光分别形成各自的四台阶相位板, 线偏振光入射到该相位板后, o光和e光衍射按强度叠加, 利用准伽利略望远镜系统聚焦, 得到近似无衍射涡旋空心光束. 光路简单, 调节方便. 在近轴条件下, 运用菲涅耳衍射理论和经典电磁场角动量理论, 数值模拟计算了周期数不同的两块波晶片相位板衍射光强和角动量的分布, 结果表明: 两块相位板都能在较长距离内产生近似无衍射涡旋空心光束, 光强和轨道角动量的分布与螺旋相位板产生的涡旋光束基本相同. 在衍射光路中加入相位补偿器, 调节o光和e光的相位差可以调节自旋角动量的大小, 从而可以调节总角动量密度和平均光子角动量的大小. 用这种空心光束导引冷原子或冷分子, 原子在与光子相互作用过程中可获得可调的转动力矩.
本文提出了一种用波晶片产生无衍射涡旋空心光束的新方案. 根据晶体双折射的性质, 设计波晶片的厚度, 在一块晶体薄片上对o光和e光分别形成各自的四台阶相位板, 线偏振光入射到该相位板后, o光和e光衍射按强度叠加, 利用准伽利略望远镜系统聚焦, 得到近似无衍射涡旋空心光束. 光路简单, 调节方便. 在近轴条件下, 运用菲涅耳衍射理论和经典电磁场角动量理论, 数值模拟计算了周期数不同的两块波晶片相位板衍射光强和角动量的分布, 结果表明: 两块相位板都能在较长距离内产生近似无衍射涡旋空心光束, 光强和轨道角动量的分布与螺旋相位板产生的涡旋光束基本相同. 在衍射光路中加入相位补偿器, 调节o光和e光的相位差可以调节自旋角动量的大小, 从而可以调节总角动量密度和平均光子角动量的大小. 用这种空心光束导引冷原子或冷分子, 原子在与光子相互作用过程中可获得可调的转动力矩.
振动气泡形成辐射场影响其他气泡的运动, 故多气泡体系中气泡处于耦合振动状态. 本文在气泡群振动模型的基础上, 考虑气泡间耦合振动的影响, 得到了均匀球状泡群内振动气泡的动力学方程, 以此为基础分析了气泡的非线性声响应特征. 气泡间的耦合振动增加了系统对每个气泡的约束, 降低了气泡的自然共振频率, 增强了气泡的非线性声响应. 随着气泡数密度的增加, 振动气泡受到的抑制增强; 增加液体静压力同样可抑制泡群内气泡的振动, 且存在静压力敏感区(12 atm, 1 atm=1.01325105 Pa); 驱动声波对气泡振动影响很大, 随着声波频率的增加, 能够形成空化影响的气泡尺度范围变窄. 在同样的声条件、泡群尺寸以及气泡内外环境下, 初始半径小于5 m 的气泡具有较强的声响应. 气泡耦合振动会削弱单个气泡的空化影响, 但可延长多气泡系统空化泡崩溃发生的时间间隔和增大作用范围, 整体空化效应增强.
振动气泡形成辐射场影响其他气泡的运动, 故多气泡体系中气泡处于耦合振动状态. 本文在气泡群振动模型的基础上, 考虑气泡间耦合振动的影响, 得到了均匀球状泡群内振动气泡的动力学方程, 以此为基础分析了气泡的非线性声响应特征. 气泡间的耦合振动增加了系统对每个气泡的约束, 降低了气泡的自然共振频率, 增强了气泡的非线性声响应. 随着气泡数密度的增加, 振动气泡受到的抑制增强; 增加液体静压力同样可抑制泡群内气泡的振动, 且存在静压力敏感区(12 atm, 1 atm=1.01325105 Pa); 驱动声波对气泡振动影响很大, 随着声波频率的增加, 能够形成空化影响的气泡尺度范围变窄. 在同样的声条件、泡群尺寸以及气泡内外环境下, 初始半径小于5 m 的气泡具有较强的声响应. 气泡耦合振动会削弱单个气泡的空化影响, 但可延长多气泡系统空化泡崩溃发生的时间间隔和增大作用范围, 整体空化效应增强.
本文研究事件空间中完整力学系统的梯度表示和分数维梯度表示, 建立系统的微分方程并将其表示为一阶形式, 给出系统成为梯度系统的条件以及成为分数维梯度系统的条件. 最后, 举例说明结果的应用.
本文研究事件空间中完整力学系统的梯度表示和分数维梯度表示, 建立系统的微分方程并将其表示为一阶形式, 给出系统成为梯度系统的条件以及成为分数维梯度系统的条件. 最后, 举例说明结果的应用.
为探讨受碾状态颗粒的稳定流动, 在碾辊轴与筛筒组成的受碾区域内, 建立了轴向运动的颗粒流离散元物理模型. 研究结果表明: 受碾区域内各颗粒沿轴向运动能力的差异造成了颗粒流密度不均匀; 颗粒与筛筒间的静摩擦系数影响颗粒轴向流动的形态、速率及集散程度, 受碾区域内单层颗粒的轴向均方偏差与流动时间的平方正相关, 属于“super”扩散; 整体分析受碾区域发现, 颗粒的轴向平均速度沿轴向坐标逐渐增大, 而颗粒的三轴合成平均速度沿轴向坐标逐渐降低; 受碾区域内各轴向位置处颗粒运动的剧烈程度不同, 沿轴向坐标颗粒的波动速度平方呈现先增大后降低而后又增大的趋势; 单颗粒的碰撞总能量损失能谱也表明了颗粒运动程度不同, 即轴向流动时在受碾区域的前半段碰撞剧烈, 能量损失多, 在后半段碰撞程度弱, 能量损失较少. 通过对受碾区域内颗粒流动的数值模拟分析, 明晰了颗粒在受碾条件下稳定流动特性, 有益于碾磨工业对产品品质控制及设备参数优化的研究.
为探讨受碾状态颗粒的稳定流动, 在碾辊轴与筛筒组成的受碾区域内, 建立了轴向运动的颗粒流离散元物理模型. 研究结果表明: 受碾区域内各颗粒沿轴向运动能力的差异造成了颗粒流密度不均匀; 颗粒与筛筒间的静摩擦系数影响颗粒轴向流动的形态、速率及集散程度, 受碾区域内单层颗粒的轴向均方偏差与流动时间的平方正相关, 属于“super”扩散; 整体分析受碾区域发现, 颗粒的轴向平均速度沿轴向坐标逐渐增大, 而颗粒的三轴合成平均速度沿轴向坐标逐渐降低; 受碾区域内各轴向位置处颗粒运动的剧烈程度不同, 沿轴向坐标颗粒的波动速度平方呈现先增大后降低而后又增大的趋势; 单颗粒的碰撞总能量损失能谱也表明了颗粒运动程度不同, 即轴向流动时在受碾区域的前半段碰撞剧烈, 能量损失多, 在后半段碰撞程度弱, 能量损失较少. 通过对受碾区域内颗粒流动的数值模拟分析, 明晰了颗粒在受碾条件下稳定流动特性, 有益于碾磨工业对产品品质控制及设备参数优化的研究.
本文对柱面两极点起爆情况下滑移爆轰波驱动两层金属飞层对碰凸起和微射流形成进行了模拟研究. 铅飞层内界面走时计算结果与实验结果能够较好符合. 在两极位置铅飞层内部出现断裂并形成空腔, 内壁面则形成鼓包型凸起; 在赤道位置飞层内壁面凸起后断裂产生大尺度金属颗粒, 其和微喷射形成的小尺度颗粒叠加构成了对碰区凸起现象. 在铅飞层内表面微喷射现象的研究中发现, 两极附近的微喷物质最大速度逐渐下降, 而对碰区附近的微喷颗粒最大速度反而随时间逐渐增高. 之后, 通过设计沟槽型微喷计算模型, 验证了在两极和赤道上铅飞层内表面产生的初始微喷射最大速度能够由同一均匀缺陷表面所产生. 最后, 通过数值模拟分析研究初步给出了该问题中抑制金属飞层对碰凸起和微喷现象的方法.
本文对柱面两极点起爆情况下滑移爆轰波驱动两层金属飞层对碰凸起和微射流形成进行了模拟研究. 铅飞层内界面走时计算结果与实验结果能够较好符合. 在两极位置铅飞层内部出现断裂并形成空腔, 内壁面则形成鼓包型凸起; 在赤道位置飞层内壁面凸起后断裂产生大尺度金属颗粒, 其和微喷射形成的小尺度颗粒叠加构成了对碰区凸起现象. 在铅飞层内表面微喷射现象的研究中发现, 两极附近的微喷物质最大速度逐渐下降, 而对碰区附近的微喷颗粒最大速度反而随时间逐渐增高. 之后, 通过设计沟槽型微喷计算模型, 验证了在两极和赤道上铅飞层内表面产生的初始微喷射最大速度能够由同一均匀缺陷表面所产生. 最后, 通过数值模拟分析研究初步给出了该问题中抑制金属飞层对碰凸起和微喷现象的方法.
水中工作固体火箭发动机处于重浮力同时作用环境下, 与工作于大气环境下的固体火箭发动机具有不同的工作特性. 为进一步掌握水下固体火箭发动机的工作特性, 对具有重浮力特征的水下射流进行研究, 重点分析重浮力作用下水平喷射射流结构及推力振荡情况, 采用VOF模型对水平喷射且具有重浮力特征的三维发动机模型进行仿真模拟, 对比有/无重浮力下射流气泡的上浮特征, 并采用动量原理对发动机工作初期的射流扰动进行分析, 获得了重浮力下水下固体火箭发动机的推力振荡特征. 研究结果表明: 由于重浮力逐渐占据主导地位, 射流气泡具有明显的上浮特征, 推力与重浮力耦合后在竖直方向产生的翻转力矩更大, 通过与文献中实验对比可见, 采用VOF模型并考虑重浮力后仿真所得射流结构与实验结果更吻合.
水中工作固体火箭发动机处于重浮力同时作用环境下, 与工作于大气环境下的固体火箭发动机具有不同的工作特性. 为进一步掌握水下固体火箭发动机的工作特性, 对具有重浮力特征的水下射流进行研究, 重点分析重浮力作用下水平喷射射流结构及推力振荡情况, 采用VOF模型对水平喷射且具有重浮力特征的三维发动机模型进行仿真模拟, 对比有/无重浮力下射流气泡的上浮特征, 并采用动量原理对发动机工作初期的射流扰动进行分析, 获得了重浮力下水下固体火箭发动机的推力振荡特征. 研究结果表明: 由于重浮力逐渐占据主导地位, 射流气泡具有明显的上浮特征, 推力与重浮力耦合后在竖直方向产生的翻转力矩更大, 通过与文献中实验对比可见, 采用VOF模型并考虑重浮力后仿真所得射流结构与实验结果更吻合.
采用光学方法确定InAs/GaAs单量子点在样品外延面上的位置坐标, 利用AlAs牺牲层把含有量子点的GaAs层剥离并放置在含有金纳米颗粒或平整金膜上, 研究量子点周围环境不同对量子点自发辐射寿命及发光提取效率的影响. 实验结果显示, 剥离前后量子点发光寿命的变化小于13%, 含有金纳米颗粒的量子点发光强度是剥离前的7倍, 含有金属薄膜的量子点发光强度是剥离前的2倍. 分析表明在金纳米颗粒膜上的量子点荧光强度的增加主要来自于金纳米颗粒对量子点荧光的散射效应, 从而提高量子点发光的提取效率.
采用光学方法确定InAs/GaAs单量子点在样品外延面上的位置坐标, 利用AlAs牺牲层把含有量子点的GaAs层剥离并放置在含有金纳米颗粒或平整金膜上, 研究量子点周围环境不同对量子点自发辐射寿命及发光提取效率的影响. 实验结果显示, 剥离前后量子点发光寿命的变化小于13%, 含有金纳米颗粒的量子点发光强度是剥离前的7倍, 含有金属薄膜的量子点发光强度是剥离前的2倍. 分析表明在金纳米颗粒膜上的量子点荧光强度的增加主要来自于金纳米颗粒对量子点荧光的散射效应, 从而提高量子点发光的提取效率.
本文对Gd靶激光等离子体极紫外光源进行了实验研究, 在 6.7 nm附近获得了较强的辐射, 并研究了6.7 nm 附近光辐射随打靶激光功率密度变化的规律以及收集角度对极紫外辐射的影响. 同时, 对平面Gd靶激光等离子光源的离子碎屑角分布进行了测量, 发现从靶面的法线到沿着靶面平行方向上Gd离子数量依次减少. 进一步研究结果表明采用0.9 T外加磁场的条件下可取得较好的Gd 离子碎屑阻挡效果.
本文对Gd靶激光等离子体极紫外光源进行了实验研究, 在 6.7 nm附近获得了较强的辐射, 并研究了6.7 nm 附近光辐射随打靶激光功率密度变化的规律以及收集角度对极紫外辐射的影响. 同时, 对平面Gd靶激光等离子光源的离子碎屑角分布进行了测量, 发现从靶面的法线到沿着靶面平行方向上Gd离子数量依次减少. 进一步研究结果表明采用0.9 T外加磁场的条件下可取得较好的Gd 离子碎屑阻挡效果.
在Z箍缩动态黑腔研究中, 认识黑腔形成物理过程及主要特征, 明确优化黑腔辐射的关键参数, 是实验物理设计的重要基础. 本文针对W丝阵填充CH泡沫转换体的负载构型, 利用一维辐射磁流体程序, 在8 MA驱动电流条件下开展了动态黑腔形成过程和关键影响因素的数值模拟研究. 结果表明, 丝阵等离子体与泡沫转换体相互作用产生局部高压力区是驱动冲击波传播和形成动态黑腔的关键物理过程. 由于辐射超声速传播及其与冲击波波阵面的空间分离, 产生了辐射温度较高而物质未受明显压缩的动态黑腔区域. 丝阵等离子体碰撞泡沫转换体前的状态分布决定了动态黑腔辐射场的主要特征, 可以通过改变负载参数调整并优化黑腔辐射波形. 综合考虑黑腔峰值辐射温度和有效维持时间两个参数, 选择匹配质量的丝阵和泡沫, 使丝阵质量略小于泡沫, 可以获得相对优化的动态黑腔辐射波形. 同时, 合适的丝阵/泡沫初始半径比也是优化动态黑腔辐射的重要影响因素.
在Z箍缩动态黑腔研究中, 认识黑腔形成物理过程及主要特征, 明确优化黑腔辐射的关键参数, 是实验物理设计的重要基础. 本文针对W丝阵填充CH泡沫转换体的负载构型, 利用一维辐射磁流体程序, 在8 MA驱动电流条件下开展了动态黑腔形成过程和关键影响因素的数值模拟研究. 结果表明, 丝阵等离子体与泡沫转换体相互作用产生局部高压力区是驱动冲击波传播和形成动态黑腔的关键物理过程. 由于辐射超声速传播及其与冲击波波阵面的空间分离, 产生了辐射温度较高而物质未受明显压缩的动态黑腔区域. 丝阵等离子体碰撞泡沫转换体前的状态分布决定了动态黑腔辐射场的主要特征, 可以通过改变负载参数调整并优化黑腔辐射波形. 综合考虑黑腔峰值辐射温度和有效维持时间两个参数, 选择匹配质量的丝阵和泡沫, 使丝阵质量略小于泡沫, 可以获得相对优化的动态黑腔辐射波形. 同时, 合适的丝阵/泡沫初始半径比也是优化动态黑腔辐射的重要影响因素.
颗粒介质是复杂的多体相互作用体系, 其弹性源自内部的力链结构, 弹性能量处在亚稳态, 具有复杂的弛豫行为. 在常规作用下, 颗粒介质往往呈现明显的弹性弛豫. 应力松弛是应变恒定时应力的衰减现象, 弹性弛豫是应力松弛的主要原因. 在前期工作基础上, 从弹性势能面和双颗粒温度热力学角度分析了弹性弛豫的机理, 量化了弹性应力演化不可逆过程; 基于双颗粒温度热力学计算得到了弹性能、颗粒温度和应力的演化, 其中应力松弛的计算结果与实验结果基本一致, 讨论了颗粒温度初值和输运系数的影响. 指出, 开展力链结构及其动力学研究是揭示宏观弹性弛豫机理的关键.
颗粒介质是复杂的多体相互作用体系, 其弹性源自内部的力链结构, 弹性能量处在亚稳态, 具有复杂的弛豫行为. 在常规作用下, 颗粒介质往往呈现明显的弹性弛豫. 应力松弛是应变恒定时应力的衰减现象, 弹性弛豫是应力松弛的主要原因. 在前期工作基础上, 从弹性势能面和双颗粒温度热力学角度分析了弹性弛豫的机理, 量化了弹性应力演化不可逆过程; 基于双颗粒温度热力学计算得到了弹性能、颗粒温度和应力的演化, 其中应力松弛的计算结果与实验结果基本一致, 讨论了颗粒温度初值和输运系数的影响. 指出, 开展力链结构及其动力学研究是揭示宏观弹性弛豫机理的关键.
本论文中, 采用晶体结构预测软件USPEX结合第一性原理方法全面地搜索了Hf-C体系在高压下的晶体结构, 预测得到了两种新的化合物及HfC在高压下的相变路径. 压力低于100 GPa 时, 除了常压下的结构HfC, Hf3C2, Hf6C5, 并没有得到新的热力学稳定结构. 在200 GPa时, 预测得到了一种新化合物Hf2C, 空间群为I4/m; 且HfC的结构发生了相变, 空间群由Fm3m变为C2/m. 在300 GPa时, 预测得到了另一种新化合物HfC2, 空间群为Immm. 而在400 GPa时, HfC的结构再次发生相变, 空间群为Pnma. 通过能量计算, 得到了Hf-C体系的组分-压力相图: 在压力分别低于15.5 GPa和37.7 GPa时, Hf3C2和Hf6C5是稳定的; 压力分别大于102.5 GPa和215.5 GPa时, Hf2C和HfC2变成稳定化合物; HfC的相变路径为Fm3mC2/mPnma, 相变压力分别为185.5 GPa 和322 GPa. 经结构优化后, 得到了这四种高压新结构的晶体学数据, 如晶格常数、原子位置等, 并分析了其结构特点. 对于Hf-C 体系中的高压热力学稳定结构, 分别计算了其弹性性质和声子谱曲线, 证明是力学稳定和晶格动力学稳定的. 采用第一性原理软件VASP模拟高压结构的能带结构、态密度、电子局域函数和Bader 电荷分析, 发现HfC(C2/m, Pnma结构), Hf2C 和HfC2 中Hf-C 键具有强共价性、弱金属性和离子性, 且C-C 间存在共价作用.
本论文中, 采用晶体结构预测软件USPEX结合第一性原理方法全面地搜索了Hf-C体系在高压下的晶体结构, 预测得到了两种新的化合物及HfC在高压下的相变路径. 压力低于100 GPa 时, 除了常压下的结构HfC, Hf3C2, Hf6C5, 并没有得到新的热力学稳定结构. 在200 GPa时, 预测得到了一种新化合物Hf2C, 空间群为I4/m; 且HfC的结构发生了相变, 空间群由Fm3m变为C2/m. 在300 GPa时, 预测得到了另一种新化合物HfC2, 空间群为Immm. 而在400 GPa时, HfC的结构再次发生相变, 空间群为Pnma. 通过能量计算, 得到了Hf-C体系的组分-压力相图: 在压力分别低于15.5 GPa和37.7 GPa时, Hf3C2和Hf6C5是稳定的; 压力分别大于102.5 GPa和215.5 GPa时, Hf2C和HfC2变成稳定化合物; HfC的相变路径为Fm3mC2/mPnma, 相变压力分别为185.5 GPa 和322 GPa. 经结构优化后, 得到了这四种高压新结构的晶体学数据, 如晶格常数、原子位置等, 并分析了其结构特点. 对于Hf-C 体系中的高压热力学稳定结构, 分别计算了其弹性性质和声子谱曲线, 证明是力学稳定和晶格动力学稳定的. 采用第一性原理软件VASP模拟高压结构的能带结构、态密度、电子局域函数和Bader 电荷分析, 发现HfC(C2/m, Pnma结构), Hf2C 和HfC2 中Hf-C 键具有强共价性、弱金属性和离子性, 且C-C 间存在共价作用.
硅纳米材料物理性能的研究对其在半导体技术中的应用是十分重要的. 而掺杂有利于改善硅纳米材料的物理特性, 提高应用价值, 所以本文基于半连续体模型运用Keating形变势, 通过模型计算, 研究了不同位置及不同掺杂浓度的单晶硅纳米薄膜[100]方向的杨氏模量, 分析了掺杂浓度及掺杂位置不同时硅膜杨氏模量与膜厚关系, 结果表明, 与纯硅膜杨氏模量相比, 不同位置的掺杂对硅膜杨氏模量的影响并不明显, 不同浓度的掺杂对硅膜杨氏模量的影响较小. 而随着硅膜厚度的不断增加, 掺杂硅膜杨氏模量与纯硅膜杨氏模量的变化趋势一致, 特别是较小尺寸时的硅膜杨氏模量变化较大. 说明影响硅膜杨氏模量的主要因素是硅膜厚度. 该计算结果对研究硅纳米材料的其他力学特性有一定的参考价值, 也为进一步研究掺杂对纳米硅材料力学性能的影响提供一种全新思路.
硅纳米材料物理性能的研究对其在半导体技术中的应用是十分重要的. 而掺杂有利于改善硅纳米材料的物理特性, 提高应用价值, 所以本文基于半连续体模型运用Keating形变势, 通过模型计算, 研究了不同位置及不同掺杂浓度的单晶硅纳米薄膜[100]方向的杨氏模量, 分析了掺杂浓度及掺杂位置不同时硅膜杨氏模量与膜厚关系, 结果表明, 与纯硅膜杨氏模量相比, 不同位置的掺杂对硅膜杨氏模量的影响并不明显, 不同浓度的掺杂对硅膜杨氏模量的影响较小. 而随着硅膜厚度的不断增加, 掺杂硅膜杨氏模量与纯硅膜杨氏模量的变化趋势一致, 特别是较小尺寸时的硅膜杨氏模量变化较大. 说明影响硅膜杨氏模量的主要因素是硅膜厚度. 该计算结果对研究硅纳米材料的其他力学特性有一定的参考价值, 也为进一步研究掺杂对纳米硅材料力学性能的影响提供一种全新思路.
采用脉冲激光沉积技术(PLD), 在MgO单晶基底上, 依次沉积氧化钐掺杂的氧化铈(Ce0.8Sm0.2O2-, SDC)和钇稳定氧化锆(8 mol%Y2O3:ZrO2, YSZ)制备了五种(SDC/YSZ)N (N=3, 5, 10, 20, 30) 超晶格电解质薄膜. 利用X射线衍射(XRD)、高分辨透射电子显微镜(HR-TEM)和交流阻抗对其形貌、相结构和电学性能进行了表征. 结果显示, (SDC/YSZ)N超晶格电解质薄膜之间形成了明显的界面和较好的超晶格结构; 薄膜表面颗粒生长均匀、致密、平滑, 在薄膜的界面处没有元素相互扩散也未出现裂纹, 外延生长良好; 电导率随着(SDC/YSZ)N超晶格电解质界面数的增加而增加, 而活化能则随之减少, 是较为理想的低温固体氧化物燃料电池电解质.
采用脉冲激光沉积技术(PLD), 在MgO单晶基底上, 依次沉积氧化钐掺杂的氧化铈(Ce0.8Sm0.2O2-, SDC)和钇稳定氧化锆(8 mol%Y2O3:ZrO2, YSZ)制备了五种(SDC/YSZ)N (N=3, 5, 10, 20, 30) 超晶格电解质薄膜. 利用X射线衍射(XRD)、高分辨透射电子显微镜(HR-TEM)和交流阻抗对其形貌、相结构和电学性能进行了表征. 结果显示, (SDC/YSZ)N超晶格电解质薄膜之间形成了明显的界面和较好的超晶格结构; 薄膜表面颗粒生长均匀、致密、平滑, 在薄膜的界面处没有元素相互扩散也未出现裂纹, 外延生长良好; 电导率随着(SDC/YSZ)N超晶格电解质界面数的增加而增加, 而活化能则随之减少, 是较为理想的低温固体氧化物燃料电池电解质.
理论上研究了介质/石墨烯/介质梳状波导结构中表面等离子体的传播性质. 波导中表面等离子体模的有效折射率随着石墨烯费米能级的提高而减小, 随着介质折射率的增加而增加. 分析和仿真结果表明, 基于这种梳状波导可以在中红外波段实现新型的纳米等离子体滤波器, 器件的尺度在几百纳米的范围. 通过改变梳状分支的长度, 石墨烯的费米能级, 介质的折射率和波导中石墨烯的层数, 很容易来调节带隙的位置. 另外, 滤波带隙的宽度随着梳状分支数的增加而增加. 这种滤波性质将在可调的高集成光子滤波器件中具有潜在的应用.
理论上研究了介质/石墨烯/介质梳状波导结构中表面等离子体的传播性质. 波导中表面等离子体模的有效折射率随着石墨烯费米能级的提高而减小, 随着介质折射率的增加而增加. 分析和仿真结果表明, 基于这种梳状波导可以在中红外波段实现新型的纳米等离子体滤波器, 器件的尺度在几百纳米的范围. 通过改变梳状分支的长度, 石墨烯的费米能级, 介质的折射率和波导中石墨烯的层数, 很容易来调节带隙的位置. 另外, 滤波带隙的宽度随着梳状分支数的增加而增加. 这种滤波性质将在可调的高集成光子滤波器件中具有潜在的应用.
本文报道了作者提出的阶梯AlGaN外延层新型AlGaN/GaN HEMTs结构的实验结果. 实验利用感应耦合等离子体刻蚀(ICP)刻蚀栅边缘的AlGaN外延层, 形成阶梯的AlGaN 外延层结构, 获得浓度分区的沟道2DEG, 使得阶梯AlGaN外延层边缘出现新的电场峰, 有效降低栅边缘的高峰电场, 从而优化了AlGaN/GaN HEMTs器件的表面电场分布. 实验获得了阈值电压-1.5 V的新型AlGaN/GaN HEMTs器件. 经过测试, 同样面积的器件击穿电压从传统结构的67 V提高到新结构的106 V, 提高了58%左右; 脉冲测试下电流崩塌量也比传统结构减少了30%左右, 电流崩塌效应得到了一定的缓解.
本文报道了作者提出的阶梯AlGaN外延层新型AlGaN/GaN HEMTs结构的实验结果. 实验利用感应耦合等离子体刻蚀(ICP)刻蚀栅边缘的AlGaN外延层, 形成阶梯的AlGaN 外延层结构, 获得浓度分区的沟道2DEG, 使得阶梯AlGaN外延层边缘出现新的电场峰, 有效降低栅边缘的高峰电场, 从而优化了AlGaN/GaN HEMTs器件的表面电场分布. 实验获得了阈值电压-1.5 V的新型AlGaN/GaN HEMTs器件. 经过测试, 同样面积的器件击穿电压从传统结构的67 V提高到新结构的106 V, 提高了58%左右; 脉冲测试下电流崩塌量也比传统结构减少了30%左右, 电流崩塌效应得到了一定的缓解.
忆阻器是纳米级器件, 其功耗低, 集成度高, 有着巨大的应用潜能. 单个器件具有丰富的电学性质, 其串并联电路更展现了丰富的动力学行为. 然而, 忆阻器在高密度集成的环境下, 其耦合效应不可忽视. 因此, 本文首先基于磁控忆阻器推导了耦合忆阻器的数学模型. 其次, 在考虑不同极性连接和耦合强度的前提下, 讨论两个磁控忆阻器串并联的耦合情况, 进行了详细的理论分析, 并通过数值仿真探索了耦合效应对忆阻系统的影响. 同时, 设计了基于Matlab的图形用户界面, 直观地展示了不同参数下的耦合特性曲线. 进一步, 本文展示了有无耦合情况下, 初始阻值对忆阻器正常工作范围的影响. 最后, 构建耦合忆阻器的Pspice仿真器, 从电路的角度再次验证了忆阻器间的耦合效应. 实验结果表明: 同极性耦合增强了阻值的改变, 相反极性的耦合减缓了阻值的改变. 这些动力学特性可以很好地应用于忆阻网络中, 也为全面考虑忆阻系统电路的设计提供了强大的理论基础.
忆阻器是纳米级器件, 其功耗低, 集成度高, 有着巨大的应用潜能. 单个器件具有丰富的电学性质, 其串并联电路更展现了丰富的动力学行为. 然而, 忆阻器在高密度集成的环境下, 其耦合效应不可忽视. 因此, 本文首先基于磁控忆阻器推导了耦合忆阻器的数学模型. 其次, 在考虑不同极性连接和耦合强度的前提下, 讨论两个磁控忆阻器串并联的耦合情况, 进行了详细的理论分析, 并通过数值仿真探索了耦合效应对忆阻系统的影响. 同时, 设计了基于Matlab的图形用户界面, 直观地展示了不同参数下的耦合特性曲线. 进一步, 本文展示了有无耦合情况下, 初始阻值对忆阻器正常工作范围的影响. 最后, 构建耦合忆阻器的Pspice仿真器, 从电路的角度再次验证了忆阻器间的耦合效应. 实验结果表明: 同极性耦合增强了阻值的改变, 相反极性的耦合减缓了阻值的改变. 这些动力学特性可以很好地应用于忆阻网络中, 也为全面考虑忆阻系统电路的设计提供了强大的理论基础.
本文基于微磁学理论模拟了多孔-Fe纳米片的微波磁性能. 与无纳米孔洞的纳米片对比, 发现由于纳米孔洞的引入导致退磁能发生改变, 破坏了纳米片原有的磁畴分布, 使纳米片内部存在数目更多、体积更小、局域有效场强不同的磁畴, 从而增加了高频磁损耗峰的数目. 由于部分损耗峰的相互交叠, 为在1030 GHz范围拓宽电磁波吸收的带宽提供了潜在可能性. 模拟结果表明多孔纳米片的磁损耗峰数目、强度、峰宽和频率分布受孔洞排布方式和孔洞数目的影响. 由于纳米孔洞的存在可以降低材料的密度, 模拟结果表明多孔-Fe纳米片可用于开发吸收频段宽、重量轻的电磁波吸收材料.
本文基于微磁学理论模拟了多孔-Fe纳米片的微波磁性能. 与无纳米孔洞的纳米片对比, 发现由于纳米孔洞的引入导致退磁能发生改变, 破坏了纳米片原有的磁畴分布, 使纳米片内部存在数目更多、体积更小、局域有效场强不同的磁畴, 从而增加了高频磁损耗峰的数目. 由于部分损耗峰的相互交叠, 为在1030 GHz范围拓宽电磁波吸收的带宽提供了潜在可能性. 模拟结果表明多孔纳米片的磁损耗峰数目、强度、峰宽和频率分布受孔洞排布方式和孔洞数目的影响. 由于纳米孔洞的存在可以降低材料的密度, 模拟结果表明多孔-Fe纳米片可用于开发吸收频段宽、重量轻的电磁波吸收材料.
磁存储密度的持续增长会导致磁头-磁盘的间距不断减小, 这样, 极有可能引起磁头-磁盘接触退磁的发生, 从而造成磁记录层存储数据的丢失. 为了明确退磁过程中的相应作用关系, 本文通过磁力显微镜的相位成像原理直接给出了磁盘退磁的定量测量方法. 并且依据此方法, 利用纳米划痕实验研究了磁头-磁盘接触作用力对磁记录层信息强度的影响规律. 结果表明:当磁头-磁盘接触作用力超过临界退磁载荷时, 磁记录层的信息强度与磁头-磁盘接触作用力之间存在减函数关系; 在低接触载荷区域中, 即使磁记录层表面没有划痕产生, 磁盘退磁现象仍旧可能发生; 对于任意磁头-磁盘接触作用力, 磁盘表面的破坏区域总是会大于磁记录层的退磁区域; 当磁头反复划刮磁盘的同一位置时, 磁记录层的表面划痕处将出现弹性安定状态, 对应地, 磁记录层的信息强度会趋近于某一定值.
磁存储密度的持续增长会导致磁头-磁盘的间距不断减小, 这样, 极有可能引起磁头-磁盘接触退磁的发生, 从而造成磁记录层存储数据的丢失. 为了明确退磁过程中的相应作用关系, 本文通过磁力显微镜的相位成像原理直接给出了磁盘退磁的定量测量方法. 并且依据此方法, 利用纳米划痕实验研究了磁头-磁盘接触作用力对磁记录层信息强度的影响规律. 结果表明:当磁头-磁盘接触作用力超过临界退磁载荷时, 磁记录层的信息强度与磁头-磁盘接触作用力之间存在减函数关系; 在低接触载荷区域中, 即使磁记录层表面没有划痕产生, 磁盘退磁现象仍旧可能发生; 对于任意磁头-磁盘接触作用力, 磁盘表面的破坏区域总是会大于磁记录层的退磁区域; 当磁头反复划刮磁盘的同一位置时, 磁记录层的表面划痕处将出现弹性安定状态, 对应地, 磁记录层的信息强度会趋近于某一定值.
起始磁化曲线作为铁磁材料磁学特性的重要表征, 研究其获取方法具有重要意义. 现有方法采用随时间变化磁场作为激励磁场, 通过改变激励磁场大小, 逐步改变试件内的磁场及磁感应强度并进行测量以得到起始磁化曲线, 效率较低, 准备繁琐. 为此, 本文从基本的磁学物理定理出发, 提出一种基于时空变换的起始磁化曲线推算方法. 该方法以细长棒状试件或环形试件作为被测试件; 采用恒定磁化在被测试件内产生空间变化磁场作为激励磁场; 通过测量试件表面的磁场值来推算试件内磁场值, 从而获取铁磁材料起始磁化曲线. 直流线圈恒定磁化环形和棒状试件仿真实验验证了该方法的理论正确性. 进一步地, 考虑实际应用限制因素的推算结果表明了该方法在实际应用中是可行的, 可为探索新的起始磁化曲线测量方法提供理论指导.
起始磁化曲线作为铁磁材料磁学特性的重要表征, 研究其获取方法具有重要意义. 现有方法采用随时间变化磁场作为激励磁场, 通过改变激励磁场大小, 逐步改变试件内的磁场及磁感应强度并进行测量以得到起始磁化曲线, 效率较低, 准备繁琐. 为此, 本文从基本的磁学物理定理出发, 提出一种基于时空变换的起始磁化曲线推算方法. 该方法以细长棒状试件或环形试件作为被测试件; 采用恒定磁化在被测试件内产生空间变化磁场作为激励磁场; 通过测量试件表面的磁场值来推算试件内磁场值, 从而获取铁磁材料起始磁化曲线. 直流线圈恒定磁化环形和棒状试件仿真实验验证了该方法的理论正确性. 进一步地, 考虑实际应用限制因素的推算结果表明了该方法在实际应用中是可行的, 可为探索新的起始磁化曲线测量方法提供理论指导.
采用电晕注极和热注极技术, 在厚度为25 m的氟化乙丙烯共聚物(FEP)表面制备了宽度为2 mm和3 mm的具有栅型电场分布的驻极体, 研究了注极温度和电极宽度对其电荷存储性能的影响. 样品注极后经150天的存储, 栅型电场分布变得清晰而有规律, 覆盖铝电极区电位已衰减至接近零, 未覆盖铝电极区仍保持高电位; 对电极宽度为2 mm和3 mm的样品, 覆盖铝电极区与未覆盖铝电极区的表面电位差分别为110 V和130 V(电场强度差分别为44 kV/cm和52 kV/cm). 表面电位跟踪测试结果表明: 电晕注极样品初始表面电位高于热注极样品; 在相同的注极方法下, 注极温度越高初始表面电位越高, 电极宽度越小初始表面电位越低. 依据电晕注极和热注极原理对实验结果的分析表明, FEP和金属铝在电荷存储性能上的差异是FEP表面蒸镀铝电极后能获得栅型电场分布的原因所在.
采用电晕注极和热注极技术, 在厚度为25 m的氟化乙丙烯共聚物(FEP)表面制备了宽度为2 mm和3 mm的具有栅型电场分布的驻极体, 研究了注极温度和电极宽度对其电荷存储性能的影响. 样品注极后经150天的存储, 栅型电场分布变得清晰而有规律, 覆盖铝电极区电位已衰减至接近零, 未覆盖铝电极区仍保持高电位; 对电极宽度为2 mm和3 mm的样品, 覆盖铝电极区与未覆盖铝电极区的表面电位差分别为110 V和130 V(电场强度差分别为44 kV/cm和52 kV/cm). 表面电位跟踪测试结果表明: 电晕注极样品初始表面电位高于热注极样品; 在相同的注极方法下, 注极温度越高初始表面电位越高, 电极宽度越小初始表面电位越低. 依据电晕注极和热注极原理对实验结果的分析表明, FEP和金属铝在电荷存储性能上的差异是FEP表面蒸镀铝电极后能获得栅型电场分布的原因所在.
本文报道一种基于双层介质界面极化机理的新型驻极体注极技术: 借助辅助层对PP薄膜进行注极. 采用表面电位测试方法考察了注极温度、注极电压对所获PP薄膜驻极体电荷存储性能的影响, 并利用热刺激放电技术研究了其高温电荷存储性能, 同时测试了PP薄膜驻极体在X和Y方向的静电场分布. 结果表明: 界面极化注极是一种比电晕注极更为优异的驻极体形成方法. 在一定温度下, 驻极体表面电位随注极电压的增加而增加, 而且两者呈线性关系, 这一结果与注极过程的电荷积聚方程的分析完全一致. 注极温度的影响研究表明, 在保持注极电压不变(注极电压范围为0.53.0 kV)的情况下, 温度低于75 ℃时, 温度的变化对于注极效果的影响不明显; 当注极温度大于75 ℃ 时, PP薄膜驻极体的表面电位随注极温度的增加而增加. 表面电位随时间的变化研究表明, PP薄膜驻极体具有良好的电荷存储稳定性. 对其表面电位分布的测试表明, 界面极化注极所形成的PP薄膜驻极体呈现均匀的静电场分布.
本文报道一种基于双层介质界面极化机理的新型驻极体注极技术: 借助辅助层对PP薄膜进行注极. 采用表面电位测试方法考察了注极温度、注极电压对所获PP薄膜驻极体电荷存储性能的影响, 并利用热刺激放电技术研究了其高温电荷存储性能, 同时测试了PP薄膜驻极体在X和Y方向的静电场分布. 结果表明: 界面极化注极是一种比电晕注极更为优异的驻极体形成方法. 在一定温度下, 驻极体表面电位随注极电压的增加而增加, 而且两者呈线性关系, 这一结果与注极过程的电荷积聚方程的分析完全一致. 注极温度的影响研究表明, 在保持注极电压不变(注极电压范围为0.53.0 kV)的情况下, 温度低于75 ℃时, 温度的变化对于注极效果的影响不明显; 当注极温度大于75 ℃ 时, PP薄膜驻极体的表面电位随注极温度的增加而增加. 表面电位随时间的变化研究表明, PP薄膜驻极体具有良好的电荷存储稳定性. 对其表面电位分布的测试表明, 界面极化注极所形成的PP薄膜驻极体呈现均匀的静电场分布.
通过建立石墨烯的光学布洛赫方程, 研究了弱光场下的单层石墨烯超快动态光学性质. 理论研究表明在太赫兹辐射光场下由于泡利不相容和能量守恒原理使得石墨烯系统建立动态非平衡载流子并达到饱和的时间是20200 fs, 能够在1 ps之内迅速产生光电流. 研究发现2evF E0 tħ是石墨烯线性光学响应区; 否则是石墨烯系统非线性光学响应区, E0 和 分别对应入射光的强度和频率, t为时间, vF是石墨烯狄拉克点附近电子的费米速度. 研究发现光子能量ħ越大, 电极化强度以及光电流越强. 我们的理论研究结果与已有的众多实验结果一致, 表明石墨烯在超快动态光学领域尤其是太赫兹领域拥有重要的研究和应用价值.
通过建立石墨烯的光学布洛赫方程, 研究了弱光场下的单层石墨烯超快动态光学性质. 理论研究表明在太赫兹辐射光场下由于泡利不相容和能量守恒原理使得石墨烯系统建立动态非平衡载流子并达到饱和的时间是20200 fs, 能够在1 ps之内迅速产生光电流. 研究发现2evF E0 tħ是石墨烯线性光学响应区; 否则是石墨烯系统非线性光学响应区, E0 和 分别对应入射光的强度和频率, t为时间, vF是石墨烯狄拉克点附近电子的费米速度. 研究发现光子能量ħ越大, 电极化强度以及光电流越强. 我们的理论研究结果与已有的众多实验结果一致, 表明石墨烯在超快动态光学领域尤其是太赫兹领域拥有重要的研究和应用价值.
偏振不敏感超表面在实际应用中具有重要意义, 本文提出了一种光通信波段的、对偏振不敏感的异常反射式梯度超表面, 这种超表面对于x-偏振和y-偏振入射光都能够实现高效率的异常反射, 表现出偏振不敏感特性, 为解决传统反射式超表面的偏振敏感性问题提供了一种新途径. 它采用金属(Au)-绝缘层(SiO2)-金属(Au)结构, 超表面的超晶胞由五个各向同性的、尺寸不同的十字形基本结构单元组成. 仿真结果表明, 这种超表面结构对不同线偏振入射平面光波有几乎相同的相位和振幅响应; 合理的选取五个基本结构单元的尺寸, 在一个超晶胞内实现了2up 相位的覆盖, 反射光波阵面畸变小, 而且反射光都集中到异常反射级次, 在工作波长1480 nm处具有较高的异常反射率(～ 70%). 此外, 这种结构的超表面在-300的宽入射角度范围内都具有偏振不敏感的异常反射特性. 在光通信、光信号处理、显示成像等领域具有潜在的应用前景.
偏振不敏感超表面在实际应用中具有重要意义, 本文提出了一种光通信波段的、对偏振不敏感的异常反射式梯度超表面, 这种超表面对于x-偏振和y-偏振入射光都能够实现高效率的异常反射, 表现出偏振不敏感特性, 为解决传统反射式超表面的偏振敏感性问题提供了一种新途径. 它采用金属(Au)-绝缘层(SiO2)-金属(Au)结构, 超表面的超晶胞由五个各向同性的、尺寸不同的十字形基本结构单元组成. 仿真结果表明, 这种超表面结构对不同线偏振入射平面光波有几乎相同的相位和振幅响应; 合理的选取五个基本结构单元的尺寸, 在一个超晶胞内实现了2up 相位的覆盖, 反射光波阵面畸变小, 而且反射光都集中到异常反射级次, 在工作波长1480 nm处具有较高的异常反射率(～ 70%). 此外, 这种结构的超表面在-300的宽入射角度范围内都具有偏振不敏感的异常反射特性. 在光通信、光信号处理、显示成像等领域具有潜在的应用前景.
采用化学气相沉积法系统研究了合成温度和N2/O2流量对生长在碳纤维衬底上的SnO2纳米线形貌及场发射性能的影响规律. 利用扫描电镜(SEM)、透射电镜(TEM), X射线衍射(XRD)及能谱仪(EDS)对产物细致表征, 结果表明, SnO2纳米线长径比随反应温度的升高而增大; 随N2/O2流量比值的增大先增大后变小, 场发射测试表明, 合成温度780 ℃, N2/O2流量比为300 : 3 时SnO2纳米线阵列具有最佳的场发射性能, 开启电场为1.03 V/m, 场强增加到1.68 V/m时, 发射电流密度达0.66 mA/cm2, 亮度约2300 cd/m2.
采用化学气相沉积法系统研究了合成温度和N2/O2流量对生长在碳纤维衬底上的SnO2纳米线形貌及场发射性能的影响规律. 利用扫描电镜(SEM)、透射电镜(TEM), X射线衍射(XRD)及能谱仪(EDS)对产物细致表征, 结果表明, SnO2纳米线长径比随反应温度的升高而增大; 随N2/O2流量比值的增大先增大后变小, 场发射测试表明, 合成温度780 ℃, N2/O2流量比为300 : 3 时SnO2纳米线阵列具有最佳的场发射性能, 开启电场为1.03 V/m, 场强增加到1.68 V/m时, 发射电流密度达0.66 mA/cm2, 亮度约2300 cd/m2.
为进一步研究Nb2GeC在辐照环境中的稳定性, 本文研究了O, H和He杂质在Nb2GeC中的稳定情况. 所有杂质的研究都是从替代和间隙两个方面来进行的, 计算得到了替代和间隙的形成能, 存在替代和间隙时Nb2GeC的晶格常数, 以及单胞体积, 并且与完美的晶胞进行了比较. 此外, 通过电荷密度分布和Mulliken 布居, 分析了O, H, He杂质对Nb2GeC 的电子性质的影响.
为进一步研究Nb2GeC在辐照环境中的稳定性, 本文研究了O, H和He杂质在Nb2GeC中的稳定情况. 所有杂质的研究都是从替代和间隙两个方面来进行的, 计算得到了替代和间隙的形成能, 存在替代和间隙时Nb2GeC的晶格常数, 以及单胞体积, 并且与完美的晶胞进行了比较. 此外, 通过电荷密度分布和Mulliken 布居, 分析了O, H, He杂质对Nb2GeC 的电子性质的影响.
利用密度泛函理论研究了Li原子修饰的C24团簇的储氢性能. Li原子在C24团簇表面的最佳结合位是五元环. Li原子与C24团簇之间的作用强于Li原子之间的相互作用, 能阻止它们在团簇表面发生聚集. 当Li原子结合到C24表面时, 它们向C原子转移电子后带正电荷. 当氢分子接近这些Li原子时, 在电场作用下发生极化, 通过静电相互作用吸附在Li原子周围. 在Li修饰的C24复合物中, 每个Li原子能吸附两到三个氢分子, 平均吸附能处于0.08到0.13 eV/H2范围内. C24Li6能吸附12个氢分子, 储氢密度达到6.8 wt%.
利用密度泛函理论研究了Li原子修饰的C24团簇的储氢性能. Li原子在C24团簇表面的最佳结合位是五元环. Li原子与C24团簇之间的作用强于Li原子之间的相互作用, 能阻止它们在团簇表面发生聚集. 当Li原子结合到C24表面时, 它们向C原子转移电子后带正电荷. 当氢分子接近这些Li原子时, 在电场作用下发生极化, 通过静电相互作用吸附在Li原子周围. 在Li修饰的C24复合物中, 每个Li原子能吸附两到三个氢分子, 平均吸附能处于0.08到0.13 eV/H2范围内. C24Li6能吸附12个氢分子, 储氢密度达到6.8 wt%.
临界耦合谐振器是一种薄膜结构, 可以吸收几乎所有的入射电磁波而不产生散射. 为了有效的实现和控制临界耦合现象, 本文提出了在临界耦合结构中加入了基于石墨烯的多层薄膜结构来代替原来的吸收薄膜层. 计算表明临界耦合现象出现在近红外波段, 且可以通过调节石墨烯的费米能级来获得不同的临界耦合频率; 另外改变多层薄膜结构中介质的厚度、石墨烯的层数, 实现了临界耦合现象的可调谐性, 同时对于弛豫时间和入射角度对吸收效率的影响也做了相应讨论. 本文理论结果为基于石墨烯的临界耦合器件和光探测器件的设计提供了理论依据.
临界耦合谐振器是一种薄膜结构, 可以吸收几乎所有的入射电磁波而不产生散射. 为了有效的实现和控制临界耦合现象, 本文提出了在临界耦合结构中加入了基于石墨烯的多层薄膜结构来代替原来的吸收薄膜层. 计算表明临界耦合现象出现在近红外波段, 且可以通过调节石墨烯的费米能级来获得不同的临界耦合频率; 另外改变多层薄膜结构中介质的厚度、石墨烯的层数, 实现了临界耦合现象的可调谐性, 同时对于弛豫时间和入射角度对吸收效率的影响也做了相应讨论. 本文理论结果为基于石墨烯的临界耦合器件和光探测器件的设计提供了理论依据.
忆阻器是具有时间记忆特性的非线性电阻. 经典HP TiO2忆阻器模型的忆阻值为此前通过忆阻器电流的时间积分, 即记忆没有损失. 而最近研究证实HP TiO2 线性忆阻器掺杂层厚度不能等于零或者器件整体厚度, 导致器件的记忆有损失. 基于此发现, 本文首先提出了一个阶数介于0 与1间的分数阶HP TiO2 线性忆阻器模型, 研究了当受到周期外激励时, 分数阶导数的阶数对其忆阻值动态范围和输出电压动态幅值的影响规律, 推导出了磁滞旁瓣面积的计算公式. 结果表明, 分数阶导数阶数对磁滞回线的形状及所围成区域面积有重要影响. 特别地, 在外激频率大于1时, 分数阶忆阻器的记忆强度达到最大. 然后讨论了此分数阶忆阻器与电容或电感串联组成的单口网络的伏安特性. 结果表明, 在周期激励驱动时, 随着分数阶导数阶数的变化, 此分数阶忆阻器与电容的串联电路呈现出纯电容电路与忆阻电路的转换, 而它与电感的串联电路则呈现出纯电感电路与忆阻电路的转换.
忆阻器是具有时间记忆特性的非线性电阻. 经典HP TiO2忆阻器模型的忆阻值为此前通过忆阻器电流的时间积分, 即记忆没有损失. 而最近研究证实HP TiO2 线性忆阻器掺杂层厚度不能等于零或者器件整体厚度, 导致器件的记忆有损失. 基于此发现, 本文首先提出了一个阶数介于0 与1间的分数阶HP TiO2 线性忆阻器模型, 研究了当受到周期外激励时, 分数阶导数的阶数对其忆阻值动态范围和输出电压动态幅值的影响规律, 推导出了磁滞旁瓣面积的计算公式. 结果表明, 分数阶导数阶数对磁滞回线的形状及所围成区域面积有重要影响. 特别地, 在外激频率大于1时, 分数阶忆阻器的记忆强度达到最大. 然后讨论了此分数阶忆阻器与电容或电感串联组成的单口网络的伏安特性. 结果表明, 在周期激励驱动时, 随着分数阶导数阶数的变化, 此分数阶忆阻器与电容的串联电路呈现出纯电容电路与忆阻电路的转换, 而它与电感的串联电路则呈现出纯电感电路与忆阻电路的转换.
信号在超长线缆传输中, 线缆的线间串扰及温度梯度变化造成噪声干扰, 特别是线缆介电损耗和肌肤效应的影响, 导致接收端信号频率色散失真严重, 难以恢复原始信号, 限制了传输速度. 另外, 在页岩气、煤层气等资源勘探领域, 在用长缆传输数据时, 还要求传输高精度同步脉冲信号, 用于采集数据相位的标定. 线缆的传输效应及噪声干扰严重影响了接收端的信号同步, 造成采集数据相位失真. 本文针对信号在长缆传输中的非线性失真及衰减问题, 提出了一种新型均衡结构, 并针对新模型给出了最优系数组合. 在此基础上针对改进的结构提出了一种基于反正切函数的变步长算法, 该算法配合三误差因子, 形成收敛函数, 该函数具有收敛速度快, 稳态误差小的优点. 改进后的自适应组合均衡器计算复杂度低, 收敛快, 信道跟踪能力强, 加快了数据处理速度, 同时能较好地应对信道的时变性. 仿真结果表明, 基于新变步长算法的自适应组合均衡器, 性能上提高了50%, 并且消除了噪声干扰和码间干扰, 测试实验表明, 在无中继超长缆(7 km以上)传输中, 信号速度提高了一倍.
信号在超长线缆传输中, 线缆的线间串扰及温度梯度变化造成噪声干扰, 特别是线缆介电损耗和肌肤效应的影响, 导致接收端信号频率色散失真严重, 难以恢复原始信号, 限制了传输速度. 另外, 在页岩气、煤层气等资源勘探领域, 在用长缆传输数据时, 还要求传输高精度同步脉冲信号, 用于采集数据相位的标定. 线缆的传输效应及噪声干扰严重影响了接收端的信号同步, 造成采集数据相位失真. 本文针对信号在长缆传输中的非线性失真及衰减问题, 提出了一种新型均衡结构, 并针对新模型给出了最优系数组合. 在此基础上针对改进的结构提出了一种基于反正切函数的变步长算法, 该算法配合三误差因子, 形成收敛函数, 该函数具有收敛速度快, 稳态误差小的优点. 改进后的自适应组合均衡器计算复杂度低, 收敛快, 信道跟踪能力强, 加快了数据处理速度, 同时能较好地应对信道的时变性. 仿真结果表明, 基于新变步长算法的自适应组合均衡器, 性能上提高了50%, 并且消除了噪声干扰和码间干扰, 测试实验表明, 在无中继超长缆(7 km以上)传输中, 信号速度提高了一倍.
采用横向表面PiN(SPiN)二极管构造的硅基可重构天线具有众多优于传统天线的独特优势, 是实现天线小型化和提升雷达与微波通信系统性能的有效技术途径. 本文提出一种Si/Ge/Si异质横向SPiN二极管, 并基于双极扩散模型与Fletcher型边界条件, 在大注入条件下建立了二极管结电压、电流密度与本征区固态等离子体浓度分布解析模型, 并数值模拟分析了本征区长度、P+与N+区掺杂浓度、外加电压对所建模型的影响. 结果表明, 固态等离子体浓度随本征区长度的增加下降, 随外加电压的增加而指数上升, 随P+与N+区掺杂浓度的提高而上升, 电流密度随外加电压的增加而指数上升. 同等条件下, 异质SPiN二极管的固态等离子体浓度相比同质二极管提高近7倍以上. 本文所建模型为硅基可重构天线的设计与应用提供有效的参考.
采用横向表面PiN(SPiN)二极管构造的硅基可重构天线具有众多优于传统天线的独特优势, 是实现天线小型化和提升雷达与微波通信系统性能的有效技术途径. 本文提出一种Si/Ge/Si异质横向SPiN二极管, 并基于双极扩散模型与Fletcher型边界条件, 在大注入条件下建立了二极管结电压、电流密度与本征区固态等离子体浓度分布解析模型, 并数值模拟分析了本征区长度、P+与N+区掺杂浓度、外加电压对所建模型的影响. 结果表明, 固态等离子体浓度随本征区长度的增加下降, 随外加电压的增加而指数上升, 随P+与N+区掺杂浓度的提高而上升, 电流密度随外加电压的增加而指数上升. 同等条件下, 异质SPiN二极管的固态等离子体浓度相比同质二极管提高近7倍以上. 本文所建模型为硅基可重构天线的设计与应用提供有效的参考.
应力作用下MOS性能可显著提升, 小尺寸MOS沟道中单轴应力的引入可通过在MOS表面覆盖淀积SiN膜实现. 虽然该工艺已广泛应用于MOS性能的提升, 但有关SiN膜致MOS沟道应力的产生机理、作用机理, 以及SiN膜结构与MOS沟道应力类型关联性等方面的研究仍需深入探讨. 本文基于ISE TCAD仿真, 提出了分段分析、闭环分析和整体性分析三种模型. 通过对Si MOS源、栅、漏上多种SiN膜淀积形式的深入分析, 揭示了SiN膜致MOS 沟道应力产生与作用物理机理. 研究发现: 1) “台阶”结构是SiN膜导致MOS沟道应变的必要条件; 2) SiN膜具有收缩或者扩张的趋势, SiN膜主要通过引起MOS源/漏区域Si材料的形变, 进而引起沟道区Si材料发生形变; 3)整体SiN膜对沟道的应力等于源/漏上方SiN膜在源/漏所施加的应力、“闭环结构”对沟道内部所施加的应力以及SiN膜的完整性在沟道产生的应力的总和. 本文物理模型可为小尺寸MOS工艺制造, 以及MOS器件新型应力引入的研究提供有价值的参考.
应力作用下MOS性能可显著提升, 小尺寸MOS沟道中单轴应力的引入可通过在MOS表面覆盖淀积SiN膜实现. 虽然该工艺已广泛应用于MOS性能的提升, 但有关SiN膜致MOS沟道应力的产生机理、作用机理, 以及SiN膜结构与MOS沟道应力类型关联性等方面的研究仍需深入探讨. 本文基于ISE TCAD仿真, 提出了分段分析、闭环分析和整体性分析三种模型. 通过对Si MOS源、栅、漏上多种SiN膜淀积形式的深入分析, 揭示了SiN膜致MOS 沟道应力产生与作用物理机理. 研究发现: 1) “台阶”结构是SiN膜导致MOS沟道应变的必要条件; 2) SiN膜具有收缩或者扩张的趋势, SiN膜主要通过引起MOS源/漏区域Si材料的形变, 进而引起沟道区Si材料发生形变; 3)整体SiN膜对沟道的应力等于源/漏上方SiN膜在源/漏所施加的应力、“闭环结构”对沟道内部所施加的应力以及SiN膜的完整性在沟道产生的应力的总和. 本文物理模型可为小尺寸MOS工艺制造, 以及MOS器件新型应力引入的研究提供有价值的参考.
针对最小方差和相干系数结合算法在超声成像对比度、分辨率和对噪声的鲁棒性方面存在的不足, 提出一种广义旁瓣相消的成像算法. 首先基于最小方差准则, 构造广义旁瓣相消器, 获得自适应与非自适应两部分加权向量, 然后根据接收信号的协方差矩阵构建特征阈值信号子空间, 并将获得的加权向量投影到此特征信号子空间的左奇异矢量空间中, 获得新的加权矢量. 通过Field II点目标和吸声斑仿真结果表明: 该方法获得的超声图像在对比度、分辨率和对噪声的鲁棒性上均优于传统延时叠加算法及最小方差和相干系数结合算法, 同时将广义旁瓣相消算法获得的加权向量与符号相干系数结合, 还能进一步提高超声图像质量. 最后通过geabr_0实验数据进行测试, 结果表明: 提出算法的分辨率和对比度及对噪声的鲁棒性上均优于传统延时叠加算法及最小方差和相干系数结合算法.
针对最小方差和相干系数结合算法在超声成像对比度、分辨率和对噪声的鲁棒性方面存在的不足, 提出一种广义旁瓣相消的成像算法. 首先基于最小方差准则, 构造广义旁瓣相消器, 获得自适应与非自适应两部分加权向量, 然后根据接收信号的协方差矩阵构建特征阈值信号子空间, 并将获得的加权向量投影到此特征信号子空间的左奇异矢量空间中, 获得新的加权矢量. 通过Field II点目标和吸声斑仿真结果表明: 该方法获得的超声图像在对比度、分辨率和对噪声的鲁棒性上均优于传统延时叠加算法及最小方差和相干系数结合算法, 同时将广义旁瓣相消算法获得的加权向量与符号相干系数结合, 还能进一步提高超声图像质量. 最后通过geabr_0实验数据进行测试, 结果表明: 提出算法的分辨率和对比度及对噪声的鲁棒性上均优于传统延时叠加算法及最小方差和相干系数结合算法.
本文应用第一性原理电子结构计算方法研究了锌黄锡矿Cu2ZnSnS4 (CZTS)晶界的性质: 包括微结构和电子结构及其对光伏效应的影响. 计算结果表明: 从p-n结区扩散过来空穴可以翻越一定势垒后被晶界俘获, 晶界进一步提供载流子扩散的快速通道, 使得这些空穴可以快速运动到阳极. 少数载流子电子在晶界中心区附近感受到很高的静电势垒, 但其高势垒两侧存在的势阱可以束缚少量电子. 对多数载流子空穴, 晶界中心则是势阱, 势阱两边有阻止空穴扩散到晶界中心的势垒. 由于CZTS晶体的易解理面是(112), 晶界面与(112)面平行的扭转晶界 3*[221]和 6*[221] 等不破坏原有晶体的基本结构, 它们的晶界能很小, 而且其电子结构与晶体内部基本相同, 因此尽管它们大量存在于CZTS材料中, 但是对材料性质仅有很小的影响. 通过比较晶体、晶界、空腔的表面和纳米棒的电子结构和光吸收系数, 我们可以看出: 这些微结构会在带隙内引入新的能级(复合中心), 同时高的孔隙率会降低(大于1.3 eV)光的吸收系数, 因此提高CZTS薄膜的致密度是提高CZTS太阳能电池效率关键.
本文应用第一性原理电子结构计算方法研究了锌黄锡矿Cu2ZnSnS4 (CZTS)晶界的性质: 包括微结构和电子结构及其对光伏效应的影响. 计算结果表明: 从p-n结区扩散过来空穴可以翻越一定势垒后被晶界俘获, 晶界进一步提供载流子扩散的快速通道, 使得这些空穴可以快速运动到阳极. 少数载流子电子在晶界中心区附近感受到很高的静电势垒, 但其高势垒两侧存在的势阱可以束缚少量电子. 对多数载流子空穴, 晶界中心则是势阱, 势阱两边有阻止空穴扩散到晶界中心的势垒. 由于CZTS晶体的易解理面是(112), 晶界面与(112)面平行的扭转晶界 3*[221]和 6*[221] 等不破坏原有晶体的基本结构, 它们的晶界能很小, 而且其电子结构与晶体内部基本相同, 因此尽管它们大量存在于CZTS材料中, 但是对材料性质仅有很小的影响. 通过比较晶体、晶界、空腔的表面和纳米棒的电子结构和光吸收系数, 我们可以看出: 这些微结构会在带隙内引入新的能级(复合中心), 同时高的孔隙率会降低(大于1.3 eV)光的吸收系数, 因此提高CZTS薄膜的致密度是提高CZTS太阳能电池效率关键.
非线性理论是解决地学问题的重要手段, 充分认识非线性波动特征有助于解释实际观测资料中的一些特殊地震现象. 本文基于Hokstad改造的非线性本构方程, 利用交错网格有限差分法实现了固体介质中一维非线性地震波数值模拟; 采用通量校正传输方法消除非线性数值模拟中波形振荡, 提高模拟精度. 通过与解析解的对比验证了模拟结果的正确性. 研究结果显示了非线性系数对地震波的传播有重要影响, 并且当取适当的非线性和频散系数时, 地震波表现出孤立波的传播特性. 最后分析了不同的非线性地震波在固体介质中的传播演化特征.
非线性理论是解决地学问题的重要手段, 充分认识非线性波动特征有助于解释实际观测资料中的一些特殊地震现象. 本文基于Hokstad改造的非线性本构方程, 利用交错网格有限差分法实现了固体介质中一维非线性地震波数值模拟; 采用通量校正传输方法消除非线性数值模拟中波形振荡, 提高模拟精度. 通过与解析解的对比验证了模拟结果的正确性. 研究结果显示了非线性系数对地震波的传播有重要影响, 并且当取适当的非线性和频散系数时, 地震波表现出孤立波的传播特性. 最后分析了不同的非线性地震波在固体介质中的传播演化特征.
在卫星短波红外遥感二氧化碳的过程中, 表征地表特征的地表反照率是影响探测精度的重要参数之一. 针对温室气体二氧化碳高精度探测的需求, 本文研究了地表反照率对正演模拟光谱和反演近地面二氧化碳平均柱浓度XCO2的影响. 模拟计算结果显示, 地表反照率数值增大时, 观察的光谱强度也相应增大, 并且在O2-A波段造成的光谱差异比1.6 μm波段高出一个数量级, 即地表反照率在O2-A波段的影响比较大. 选取了两个不同地表类型的实际观测光谱, 仅改变O2-A波段和1.6 μm波段地表反照率数值, 得出草地点在O2-A波段地表反照率达到0.25的误差时, 会给XCO2的反演结果造成大于1%的相对误差, 而1.6 μm波段的地表反照率变化对XCO2的反演结果造成的误差可以忽略不计, 说明了地表反照率在反演XCO2过程中的重要性主要来自对O2-A波段的影响. 此研究表明了地表反照率在卫星遥感温室气体过程中的重要性, 为提高遥感探测二氧化碳的精度提供了重要的理论依据和指导.
在卫星短波红外遥感二氧化碳的过程中, 表征地表特征的地表反照率是影响探测精度的重要参数之一. 针对温室气体二氧化碳高精度探测的需求, 本文研究了地表反照率对正演模拟光谱和反演近地面二氧化碳平均柱浓度XCO2的影响. 模拟计算结果显示, 地表反照率数值增大时, 观察的光谱强度也相应增大, 并且在O2-A波段造成的光谱差异比1.6 μm波段高出一个数量级, 即地表反照率在O2-A波段的影响比较大. 选取了两个不同地表类型的实际观测光谱, 仅改变O2-A波段和1.6 μm波段地表反照率数值, 得出草地点在O2-A波段地表反照率达到0.25的误差时, 会给XCO2的反演结果造成大于1%的相对误差, 而1.6 μm波段的地表反照率变化对XCO2的反演结果造成的误差可以忽略不计, 说明了地表反照率在反演XCO2过程中的重要性主要来自对O2-A波段的影响. 此研究表明了地表反照率在卫星遥感温室气体过程中的重要性, 为提高遥感探测二氧化碳的精度提供了重要的理论依据和指导.
几何因子理论被广泛运用于感应测井仪器设计、响应特征分析及高分辨率曲线处理, 现有的感应测井几何因子主要适用于二维各向同性介质, 难以满足各向异性介质多分量感应测井的研究需要. 本文基于Born近似方法将Born几何因子扩展至各向异性介质, 推导了各向异性介质多分量感应测井三维Born几何因子表达式, 随后进一步考察了多分量感应测井对地层各向异性的敏感性和探测能力. 数值模拟结果表明, 各向异性系数越大, 多分量感应测井几何因子空间分布越复杂, 其对各向异性的敏感性越高. 多分量感应测井仪器在不同倾斜角度对各向异性均具有较高的敏感性. 直井条件下, xx共面分量受各向异性影响严重, 井斜角在40°–60°时, xz/zx交叉分量对各向异性的敏感性高, 水平井中zz同轴分量则对各向异性的探测能力最强. 各向异性介质三维Born几何因子弥补了现有几何因子理论的不足, 可为国内新型多分量感应测井仪器研发及储层各向异性评价方法的发展提供有利条件.
几何因子理论被广泛运用于感应测井仪器设计、响应特征分析及高分辨率曲线处理, 现有的感应测井几何因子主要适用于二维各向同性介质, 难以满足各向异性介质多分量感应测井的研究需要. 本文基于Born近似方法将Born几何因子扩展至各向异性介质, 推导了各向异性介质多分量感应测井三维Born几何因子表达式, 随后进一步考察了多分量感应测井对地层各向异性的敏感性和探测能力. 数值模拟结果表明, 各向异性系数越大, 多分量感应测井几何因子空间分布越复杂, 其对各向异性的敏感性越高. 多分量感应测井仪器在不同倾斜角度对各向异性均具有较高的敏感性. 直井条件下, xx共面分量受各向异性影响严重, 井斜角在40°–60°时, xz/zx交叉分量对各向异性的敏感性高, 水平井中zz同轴分量则对各向异性的探测能力最强. 各向异性介质三维Born几何因子弥补了现有几何因子理论的不足, 可为国内新型多分量感应测井仪器研发及储层各向异性评价方法的发展提供有利条件.