正电子湮没谱学技术是研究材料微观结构非常有效的一种核谱学分析方法, 主要用于获取材料内部微观结构的分布信息, 特别是微观缺陷结构及其特性等传统表征方法难以获取的微观结构信息. 近年来, 在慢正电子束流技术快速发展的基础上, 正电子湮没谱学技术在薄膜材料表面和界面微观结构的研究中得到了广泛应用. 特别是该技术对空位型缺陷的高灵敏表征能力, 使其在金属/合金材料表面微观缺陷的形成机理、缺陷结构特性及其演化行为等研究方面具有独特的优势. 针对材料内部微观缺陷的形成、演化机理以及缺陷特性的研究, 如缺陷的微观结构、化学环境、电子密度和动量分布等, 正电子湮没谱学测量方法和表征分析技术已经发展成熟. 而能量连续可调的低能正电子束流, 进一步实现了薄膜材料表面微观结构深度分布信息的实验表征. 本文综述了慢正电子束流技术应用研究的最新进展, 主要围绕北京慢正电子束流装置在金属/合金材料微观缺陷的研究中对微观缺陷特性的表征和表面微观缺陷演化行为的应用研究成果展开论述.
正电子湮没谱学技术是研究材料微观结构非常有效的一种核谱学分析方法, 主要用于获取材料内部微观结构的分布信息, 特别是微观缺陷结构及其特性等传统表征方法难以获取的微观结构信息. 近年来, 在慢正电子束流技术快速发展的基础上, 正电子湮没谱学技术在薄膜材料表面和界面微观结构的研究中得到了广泛应用. 特别是该技术对空位型缺陷的高灵敏表征能力, 使其在金属/合金材料表面微观缺陷的形成机理、缺陷结构特性及其演化行为等研究方面具有独特的优势. 针对材料内部微观缺陷的形成、演化机理以及缺陷特性的研究, 如缺陷的微观结构、化学环境、电子密度和动量分布等, 正电子湮没谱学测量方法和表征分析技术已经发展成熟. 而能量连续可调的低能正电子束流, 进一步实现了薄膜材料表面微观结构深度分布信息的实验表征. 本文综述了慢正电子束流技术应用研究的最新进展, 主要围绕北京慢正电子束流装置在金属/合金材料微观缺陷的研究中对微观缺陷特性的表征和表面微观缺陷演化行为的应用研究成果展开论述.
在煤粉锅炉诊断中火焰辐射能图像扮演着越来越重要的角色, 通过电荷耦合器件(CCD)获得的辐射能图像可以重建出炉内火焰三维温度场, CCD 用于获取视场角内的辐射能图像. 温度场重建的矩阵方程是一个严重病态的方程, 本文使用两种算法(Tikhonov正则化算法和截断奇异值分解(TSVD)算法)来重建温度场. 应用广义交叉检验算法来选取正确的正则化参数. 数值模拟的环境为一个10 m×10 m×10 m的三维炉膛, 系统被划分为10×10×10的1000个网格, 每个网格单元都是边长为1 m的立方体. 在正问题求解所得到的CCD接受信号基础上加上不同随机误差以模拟测量时的CCD接受信号. 研究两种算法重建后的温度重建误差、两者的重建时间, 以及最高温度的重建效果. 初步的研究结果显示, 一般情况下基于Tikhonov算法重建的温度场比基于TSVD算法重建的温度场误差要小, 计算所需时间短, 最高温度重建更准确.
在煤粉锅炉诊断中火焰辐射能图像扮演着越来越重要的角色, 通过电荷耦合器件(CCD)获得的辐射能图像可以重建出炉内火焰三维温度场, CCD 用于获取视场角内的辐射能图像. 温度场重建的矩阵方程是一个严重病态的方程, 本文使用两种算法(Tikhonov正则化算法和截断奇异值分解(TSVD)算法)来重建温度场. 应用广义交叉检验算法来选取正确的正则化参数. 数值模拟的环境为一个10 m×10 m×10 m的三维炉膛, 系统被划分为10×10×10的1000个网格, 每个网格单元都是边长为1 m的立方体. 在正问题求解所得到的CCD接受信号基础上加上不同随机误差以模拟测量时的CCD接受信号. 研究两种算法重建后的温度重建误差、两者的重建时间, 以及最高温度的重建效果. 初步的研究结果显示, 一般情况下基于Tikhonov算法重建的温度场比基于TSVD算法重建的温度场误差要小, 计算所需时间短, 最高温度重建更准确.
量子行走是经典随机行走在量子力学框架下的对应, 理论上可以用来解决一类无序数据库的搜索问题. 因为携带信息的量子态的扩散速度与经典相比有二次方式的增长, 所以量子行走优于经典随机行走, 量子行走的特性值得加以利用. 量子行走作为一种新发现的物理现象的数学描述, 引发了一种新的思维方式, 孕育了一种新的理论计算模型. 最新研究表明, 量子行走本身也是一种通用计算模型, 可被视为设计量子算法的高级工具, 因此受到部分计算机理论科学领域学者的关注和研究. 对于多数问题求解方案的量子算法的设计, 理论上可以只在量子行走模型下进行考虑. 基于Grover算法的相位匹配条件, 本文提出了一个新的基于量子行走的搜索算法. 理论演算表明: 一般情况下本算法的时间复杂度与Grover算法相同, 但是当搜索的目标数目多于总数的1/3时, 本算法搜索成功的概率要大于Grover算法. 本文不但利用Grover算法中相位匹配条件构造了一个新的量子行走搜索算法, 而且在本研究室原有的量子电路设计研究成果的基础上给出了该算法的量子电路表述.
量子行走是经典随机行走在量子力学框架下的对应, 理论上可以用来解决一类无序数据库的搜索问题. 因为携带信息的量子态的扩散速度与经典相比有二次方式的增长, 所以量子行走优于经典随机行走, 量子行走的特性值得加以利用. 量子行走作为一种新发现的物理现象的数学描述, 引发了一种新的思维方式, 孕育了一种新的理论计算模型. 最新研究表明, 量子行走本身也是一种通用计算模型, 可被视为设计量子算法的高级工具, 因此受到部分计算机理论科学领域学者的关注和研究. 对于多数问题求解方案的量子算法的设计, 理论上可以只在量子行走模型下进行考虑. 基于Grover算法的相位匹配条件, 本文提出了一个新的基于量子行走的搜索算法. 理论演算表明: 一般情况下本算法的时间复杂度与Grover算法相同, 但是当搜索的目标数目多于总数的1/3时, 本算法搜索成功的概率要大于Grover算法. 本文不但利用Grover算法中相位匹配条件构造了一个新的量子行走搜索算法, 而且在本研究室原有的量子电路设计研究成果的基础上给出了该算法的量子电路表述.
从量子-经典轨道和几何相两方面, 研究了二维旋转平移谐振子系统的量子-经典对应. 通过广义规范变换得到了Lissajous经典周期轨道和Hannay角. 另外, 使用含时规范变换解析推导了旋转平移谐振子系统Schrödinger方程的本征波函数和Berry相, 得出结论: 原规范中的非绝热Berry相是经典Hannay角的-n倍. 最后, 使用SU(2)自旋相干态叠加, 构造一稳态波函数, 其波函数的概率云很好地局域于经典轨道上, 满足几何相位和经典轨道同时对应.
从量子-经典轨道和几何相两方面, 研究了二维旋转平移谐振子系统的量子-经典对应. 通过广义规范变换得到了Lissajous经典周期轨道和Hannay角. 另外, 使用含时规范变换解析推导了旋转平移谐振子系统Schrödinger方程的本征波函数和Berry相, 得出结论: 原规范中的非绝热Berry相是经典Hannay角的-n倍. 最后, 使用SU(2)自旋相干态叠加, 构造一稳态波函数, 其波函数的概率云很好地局域于经典轨道上, 满足几何相位和经典轨道同时对应.
根据单量子比特的映射, 提出一个在有限温度下运用弱测量保护两量子比特纠缠的方案. 在两个可通过局域幺正变化实现的等价的初始纠缠进入广义振幅阻尼信道前后, 对其分别进行弱测量, 并对四个弱测量的参数做全面的优化, 获取最大共生纠缠Cr 和弱测量参数m, n的解析表达式, 然后再进一步研究弱测量参数与信道参数的关系. 发现这种基于弱测量的纠缠保护方法在某些情况下可以有效地提高纠缠, 甚至可以避免纠缠的突然死亡. 当信道参数r一定时, 对不同的参数p,初始态|ψ>纠缠达到最大值时对应的弱测量参数m的取值一样, 共生纠缠关于p=0.5对称, 而初始态|φ>对应的参数m的取值不同; 在参数p一定、参数r不同、初始态|ψ>或|φ>的情况下, 当纠缠度取最大值时, 弱测量参数m的取值不变, 且随着r的增加, 纠缠度减少. 通过对信道参数的分析, 发现可以选择合适的信道参数和初始态来获得较大的纠缠.
根据单量子比特的映射, 提出一个在有限温度下运用弱测量保护两量子比特纠缠的方案. 在两个可通过局域幺正变化实现的等价的初始纠缠进入广义振幅阻尼信道前后, 对其分别进行弱测量, 并对四个弱测量的参数做全面的优化, 获取最大共生纠缠Cr 和弱测量参数m, n的解析表达式, 然后再进一步研究弱测量参数与信道参数的关系. 发现这种基于弱测量的纠缠保护方法在某些情况下可以有效地提高纠缠, 甚至可以避免纠缠的突然死亡. 当信道参数r一定时, 对不同的参数p,初始态|ψ>纠缠达到最大值时对应的弱测量参数m的取值一样, 共生纠缠关于p=0.5对称, 而初始态|φ>对应的参数m的取值不同; 在参数p一定、参数r不同、初始态|ψ>或|φ>的情况下, 当纠缠度取最大值时, 弱测量参数m的取值不变, 且随着r的增加, 纠缠度减少. 通过对信道参数的分析, 发现可以选择合适的信道参数和初始态来获得较大的纠缠.
在量子通信网络中, 最佳中继路径的计算与选择策略是影响网络性能的关键因素. 针对噪声背景下量子隐形传态网络中的中继路径选择问题, 本文首先研究了相位阻尼信道及振幅阻尼信道上的纠缠交换过程, 通过理论推导给出了两种多跳纠缠交换信道上的纠缠保真度与路径等效阻尼系数. 在此基础上提出以路径等效阻尼系数为准则的隐形传态网络最佳中继协议, 并给出了邻居发现、量子链路噪声参数测量、量子链路状态信息传递、中继路径计算与纠缠资源预留等工作的具体过程. 理论分析与性能仿真结果表明, 相比于现有的量子网络路径选择策略, 本文方法能获得更小的路径平均等效阻尼系数及更高的隐形传态保真度. 此外, 通过分析链路纠缠资源数量对协议性能的影响, 说明在进行量子通信网设计时, 可以根据网络的规模及用户的需求合理配置链路纠缠资源.
在量子通信网络中, 最佳中继路径的计算与选择策略是影响网络性能的关键因素. 针对噪声背景下量子隐形传态网络中的中继路径选择问题, 本文首先研究了相位阻尼信道及振幅阻尼信道上的纠缠交换过程, 通过理论推导给出了两种多跳纠缠交换信道上的纠缠保真度与路径等效阻尼系数. 在此基础上提出以路径等效阻尼系数为准则的隐形传态网络最佳中继协议, 并给出了邻居发现、量子链路噪声参数测量、量子链路状态信息传递、中继路径计算与纠缠资源预留等工作的具体过程. 理论分析与性能仿真结果表明, 相比于现有的量子网络路径选择策略, 本文方法能获得更小的路径平均等效阻尼系数及更高的隐形传态保真度. 此外, 通过分析链路纠缠资源数量对协议性能的影响, 说明在进行量子通信网设计时, 可以根据网络的规模及用户的需求合理配置链路纠缠资源.
网络谣言传播是网络传播动力学的重要课题之一. 网络谣言传播常常同时混杂谣言感染和谣言清除两个过程, 对这一现象的分析可以帮助我们更好地认识社会网络中的信息传播. 本文在susceptible-infective-refractory谣言传播模型的基础上增加谣言清除者, 定义了谣言感染和谣言清除的规则, 提出SIERsEs谣言传播模型, 建立了模型的平均场方程, 从理论上分析了谣言传播的稳态, 并求解出谣言传播的感染阈值和清除阈值. 仿真计算分析了感染和清除过程同时作用时, 感染率、清除率和网络平均度对谣言传播的影响. 研究发现, 网络平均度过小或过大, 谣言传播稳定后的影响力都将处于低水平. 分析了目标免疫和熟人免疫等传统免疫策略的不足, 针对网络环境下谣言抑制的特点, 提出主动免疫和被动免疫两种网络谣言免疫策略, 并研究了传播者遗忘率、清除者遗忘率和开始免疫时间参数对这两种谣言免疫策略有效性的影响. 需要重视的是: 研究发现一些直观看来有效的谣言抑制措施反而可能提高谣言的影响力. 研究结果有助于深化对于网络传播动力学的理解, 同时为发展有效的网络谣言抑制策略提供新的思路.
网络谣言传播是网络传播动力学的重要课题之一. 网络谣言传播常常同时混杂谣言感染和谣言清除两个过程, 对这一现象的分析可以帮助我们更好地认识社会网络中的信息传播. 本文在susceptible-infective-refractory谣言传播模型的基础上增加谣言清除者, 定义了谣言感染和谣言清除的规则, 提出SIERsEs谣言传播模型, 建立了模型的平均场方程, 从理论上分析了谣言传播的稳态, 并求解出谣言传播的感染阈值和清除阈值. 仿真计算分析了感染和清除过程同时作用时, 感染率、清除率和网络平均度对谣言传播的影响. 研究发现, 网络平均度过小或过大, 谣言传播稳定后的影响力都将处于低水平. 分析了目标免疫和熟人免疫等传统免疫策略的不足, 针对网络环境下谣言抑制的特点, 提出主动免疫和被动免疫两种网络谣言免疫策略, 并研究了传播者遗忘率、清除者遗忘率和开始免疫时间参数对这两种谣言免疫策略有效性的影响. 需要重视的是: 研究发现一些直观看来有效的谣言抑制措施反而可能提高谣言的影响力. 研究结果有助于深化对于网络传播动力学的理解, 同时为发展有效的网络谣言抑制策略提供新的思路.
研究了二值噪声和周期信号共同激励下欠阻尼周期势系统的随机共振. 利用随机能量法计算了系统的平均输入能量和平均输出信号的振幅和相位差, 讨论了二值噪声对随机共振的影响. 发现随着噪声强度的增大, 平均输入能量曲线存在一个极小值和一个极大值, 系统出现先抑制后共振的现象; 同时, 系统信噪比曲线随噪声强度的增加出现单峰现象, 说明系统存在随机共振现象.
研究了二值噪声和周期信号共同激励下欠阻尼周期势系统的随机共振. 利用随机能量法计算了系统的平均输入能量和平均输出信号的振幅和相位差, 讨论了二值噪声对随机共振的影响. 发现随着噪声强度的增大, 平均输入能量曲线存在一个极小值和一个极大值, 系统出现先抑制后共振的现象; 同时, 系统信噪比曲线随噪声强度的增加出现单峰现象, 说明系统存在随机共振现象.
数字方法实现的混沌随机数发生器存在有限字长效应, 无法保证随机数良好的统计特性. 本文构建了一类包含最少模拟器件的新数模混合系统, 分析了混合系统的非线性动力学行为. 利用现场可编程逻辑门阵列和一阶广义忆阻器实现了复杂混沌映射, 克服了有限字长效应, 构造了稳定的高速混沌随机数发生器, 可以产生100 Gbit/s以上速率的随机数. 研究表明, 数模混合系统的混沌性对元件参数变化不敏感. 混合系统易于集成在图像加密、保密通信和雷达波形设计等应用系统中.
数字方法实现的混沌随机数发生器存在有限字长效应, 无法保证随机数良好的统计特性. 本文构建了一类包含最少模拟器件的新数模混合系统, 分析了混合系统的非线性动力学行为. 利用现场可编程逻辑门阵列和一阶广义忆阻器实现了复杂混沌映射, 克服了有限字长效应, 构造了稳定的高速混沌随机数发生器, 可以产生100 Gbit/s以上速率的随机数. 研究表明, 数模混合系统的混沌性对元件参数变化不敏感. 混合系统易于集成在图像加密、保密通信和雷达波形设计等应用系统中.
孔隙是等离子喷涂涂层原生性结构, 对涂层的耐磨损、耐腐蚀、耐高温等性能具有显著影响, 是涂层参数优化的重要指标之一. 因此, 对涂层孔隙结构特征参数的全面表征对于更加精确地评价涂层质量具有重要意义. 本文将概率统计方法、分形方法与数字图像分析技术相结合, 研究了等离子喷涂涂层原生性孔隙数量、形态、尺寸及其分布等结构特征参数表征方法及孔隙的成形机理. 首先通过改变喷涂功率得到不同孔隙状态的Fe基合金涂层, 随后采用数字图像分析技术对涂层截面孔隙的扫描电子显微形貌图进行处理, 最后通过Weibull统计模型分析了孔隙周长及面积的尺寸分布特征, 并利用基于分形思想的面积-周长幂率研究了孔隙不规则形态的定量表征方法. 在实验过程中, 为了分析涂层孔隙的成形机理, 采用Spraywatch在线监测喷涂粒子的飞行状态. 结果表明: 分形维数能够表征孔隙的不规则形态, 分形维数越大, 孔隙面积越大或边界形态越复杂, 并且其与孔隙的成形机理之间存在良好的映射关系; 孔隙面积及周长的尺寸分布均服从明显的两项Weibull分布特征, 孔隙尺寸较小时, 形状参数β 较大, 而孔隙尺寸较大时, 则反之; 喷涂功率对孔隙尺寸的聚集特点产生不同程度的影响, 随着喷涂功率的增加, 粒子的融化状态逐渐改善, 孔隙的尺寸明显降低; 而当孔隙面积(周长)小于特征值时, 相同尺寸的孔隙概率密度值则越来越接近, 说明孔隙功率的变化对小尺寸孔隙出现的概率影响较小.
孔隙是等离子喷涂涂层原生性结构, 对涂层的耐磨损、耐腐蚀、耐高温等性能具有显著影响, 是涂层参数优化的重要指标之一. 因此, 对涂层孔隙结构特征参数的全面表征对于更加精确地评价涂层质量具有重要意义. 本文将概率统计方法、分形方法与数字图像分析技术相结合, 研究了等离子喷涂涂层原生性孔隙数量、形态、尺寸及其分布等结构特征参数表征方法及孔隙的成形机理. 首先通过改变喷涂功率得到不同孔隙状态的Fe基合金涂层, 随后采用数字图像分析技术对涂层截面孔隙的扫描电子显微形貌图进行处理, 最后通过Weibull统计模型分析了孔隙周长及面积的尺寸分布特征, 并利用基于分形思想的面积-周长幂率研究了孔隙不规则形态的定量表征方法. 在实验过程中, 为了分析涂层孔隙的成形机理, 采用Spraywatch在线监测喷涂粒子的飞行状态. 结果表明: 分形维数能够表征孔隙的不规则形态, 分形维数越大, 孔隙面积越大或边界形态越复杂, 并且其与孔隙的成形机理之间存在良好的映射关系; 孔隙面积及周长的尺寸分布均服从明显的两项Weibull分布特征, 孔隙尺寸较小时, 形状参数β 较大, 而孔隙尺寸较大时, 则反之; 喷涂功率对孔隙尺寸的聚集特点产生不同程度的影响, 随着喷涂功率的增加, 粒子的融化状态逐渐改善, 孔隙的尺寸明显降低; 而当孔隙面积(周长)小于特征值时, 相同尺寸的孔隙概率密度值则越来越接近, 说明孔隙功率的变化对小尺寸孔隙出现的概率影响较小.
提出了外腔延时反馈半导体激光器法拉第效应控制下的新激光系统, 构造出两种类型结构光路, 建立了法拉第效应控制下的延时负反馈、延时正反馈激光动力学物理模型, 研究了激光混沌控制与反控制等. 利用法拉第效应原理及磁致旋光性和系统特点, 调节控制光路中的光旋转角度和光延时间可实现双参数控制激光器, 控制激光到双周期、三周期及多周期, 使激光产生拍动等现象, 反控制激光周期到混沌等. 发现了以磁致旋光角分布的激光混沌控制与反控制区域. 并研究了激光混沌控制与周期控制的动态情况, 演示讨论了激光态的转化演变过程等.
提出了外腔延时反馈半导体激光器法拉第效应控制下的新激光系统, 构造出两种类型结构光路, 建立了法拉第效应控制下的延时负反馈、延时正反馈激光动力学物理模型, 研究了激光混沌控制与反控制等. 利用法拉第效应原理及磁致旋光性和系统特点, 调节控制光路中的光旋转角度和光延时间可实现双参数控制激光器, 控制激光到双周期、三周期及多周期, 使激光产生拍动等现象, 反控制激光周期到混沌等. 发现了以磁致旋光角分布的激光混沌控制与反控制区域. 并研究了激光混沌控制与周期控制的动态情况, 演示讨论了激光态的转化演变过程等.
时变的未知时滞参数普遍存在于混沌系统中,它使得混沌系统同步控制变得非常困难. 针对时滞混沌系统中参数时变且未知的问题, 提出了一种新颖的辨识方法. 该方法首先将未知时变参数用分段常数函数来近似, 把求解非线性函数的问题转化为参数向量选择问题, 其中分段常数函数的高度向量成为待求解参数向量; 然后推导了目标函数对分段常数高度向量的梯度信息, 结合序列二次规划法求解得最优分段函数; 随着分段数的增加, 最优分段函数将逼近原非线性时变函数. 数值实例结果验证了该方法的有效性.
时变的未知时滞参数普遍存在于混沌系统中,它使得混沌系统同步控制变得非常困难. 针对时滞混沌系统中参数时变且未知的问题, 提出了一种新颖的辨识方法. 该方法首先将未知时变参数用分段常数函数来近似, 把求解非线性函数的问题转化为参数向量选择问题, 其中分段常数函数的高度向量成为待求解参数向量; 然后推导了目标函数对分段常数高度向量的梯度信息, 结合序列二次规划法求解得最优分段函数; 随着分段数的增加, 最优分段函数将逼近原非线性时变函数. 数值实例结果验证了该方法的有效性.
利用基于参量下转换产生的相关光子可以实现无溯源的绝对定标. 将该方法推广应用于模拟探测器定标的过程中, 获取两路模拟光电流信号的有效相关信息是主要难点. 在相关光子的多模式相关性理论模型的基础上, 提出了一种新的光电流处理方案. 通过将某一时刻采集到的光电流所包含的电荷量转换为等效光子计数, 采用双光路平衡探测和双通道数据波动校正的技术思路, 开展了红外模拟探测器量子效率定标验证实验研究. 利用532 nm单波长激光器为抽运源、PPLN晶体为非线性晶体, 在25 ℃工作温度下获取了631和3390 nm的相关光子对, 定标了InSb红外模拟探测器在3390 nm处的绝对功率响应度. 结果表明, 对InSb模拟探测器的合成不确定度为7.785%. 根据量子效率与绝对功率响应度之间的函数关系, 定标结果与国内计量单位的校准结果的相对偏差为3.6%. 利用多模式相关性在模拟信号下实现红外模拟探测器的绝对功率响应度定标在国际上暂无此方面的报道, 该方法验证了应用多模式相关性理论开展模拟探测器定标方法的可行性, 对于探索基于相关光子的定标技术和拓宽辐射定标应用领域具有重要意义.
利用基于参量下转换产生的相关光子可以实现无溯源的绝对定标. 将该方法推广应用于模拟探测器定标的过程中, 获取两路模拟光电流信号的有效相关信息是主要难点. 在相关光子的多模式相关性理论模型的基础上, 提出了一种新的光电流处理方案. 通过将某一时刻采集到的光电流所包含的电荷量转换为等效光子计数, 采用双光路平衡探测和双通道数据波动校正的技术思路, 开展了红外模拟探测器量子效率定标验证实验研究. 利用532 nm单波长激光器为抽运源、PPLN晶体为非线性晶体, 在25 ℃工作温度下获取了631和3390 nm的相关光子对, 定标了InSb红外模拟探测器在3390 nm处的绝对功率响应度. 结果表明, 对InSb模拟探测器的合成不确定度为7.785%. 根据量子效率与绝对功率响应度之间的函数关系, 定标结果与国内计量单位的校准结果的相对偏差为3.6%. 利用多模式相关性在模拟信号下实现红外模拟探测器的绝对功率响应度定标在国际上暂无此方面的报道, 该方法验证了应用多模式相关性理论开展模拟探测器定标方法的可行性, 对于探索基于相关光子的定标技术和拓宽辐射定标应用领域具有重要意义.
基于声透镜的光声成像系统中, 由样品的光声压分布等效样品的吸收分布, 进行光声像重建, 但之前的这种等效是一种近似, 理论上并不准确. 本文阐述了声透镜三维光声成像的基本原理, 揭示了声透镜像面上光声压信号的时间分布与样品轴向吸收分布之间的关系; 提出用积分法和希尔伯特变换提取光声信号瞬时值法, 解调样品吸收系数分布并重建光声像; 实验上, 对不同样品分别用积分法和希尔伯特变换法获取样品的吸收系数, 重建光声像的横向和轴向分辨率均约为1 mm, 实现了真正的三维快速光声成像.
基于声透镜的光声成像系统中, 由样品的光声压分布等效样品的吸收分布, 进行光声像重建, 但之前的这种等效是一种近似, 理论上并不准确. 本文阐述了声透镜三维光声成像的基本原理, 揭示了声透镜像面上光声压信号的时间分布与样品轴向吸收分布之间的关系; 提出用积分法和希尔伯特变换提取光声信号瞬时值法, 解调样品吸收系数分布并重建光声像; 实验上, 对不同样品分别用积分法和希尔伯特变换法获取样品的吸收系数, 重建光声像的横向和轴向分辨率均约为1 mm, 实现了真正的三维快速光声成像.
在中子全息成像实验中, 为避免透射中子干扰, 入射中子束方向与样品-探测器方向不能在一条直线上, 同时采用探测器移动结合样品转动或仅样品转动的方式, 避免探测系统的大范围移动. 因此在样品的转动过程中, 入射中子束和探测器相对于样品的位置同时发生改变, 内源全息项和内探测器全息项作为变量被记录在同一幅全息图中, 并在重建过程中相互干扰. 本文对基于中子三轴谱仪和四圆谱仪的三种不同转动方式进行了中子全息记录和重建模拟研究, 并讨论其修正方法. 结果表明, 各转动方式都可以通过适当的方法消除或减轻相关影响, 而其中基于三轴谱仪的纯样品转动方式可以使用两个探测器记录的方式, 避开入射中子束方向与样品-探测器方向不能在一条直线上的限制, 得到完整的全息图, 同时通过数据处理能基本消除相对转动造成的干扰, 达到理想的重建结果, 在条件允许的情况下应予优先采用.
在中子全息成像实验中, 为避免透射中子干扰, 入射中子束方向与样品-探测器方向不能在一条直线上, 同时采用探测器移动结合样品转动或仅样品转动的方式, 避免探测系统的大范围移动. 因此在样品的转动过程中, 入射中子束和探测器相对于样品的位置同时发生改变, 内源全息项和内探测器全息项作为变量被记录在同一幅全息图中, 并在重建过程中相互干扰. 本文对基于中子三轴谱仪和四圆谱仪的三种不同转动方式进行了中子全息记录和重建模拟研究, 并讨论其修正方法. 结果表明, 各转动方式都可以通过适当的方法消除或减轻相关影响, 而其中基于三轴谱仪的纯样品转动方式可以使用两个探测器记录的方式, 避开入射中子束方向与样品-探测器方向不能在一条直线上的限制, 得到完整的全息图, 同时通过数据处理能基本消除相对转动造成的干扰, 达到理想的重建结果, 在条件允许的情况下应予优先采用.
采用内收缩多参考组态相互作用(MRCI)方法, 结合Dunning系列相关一致基, 分别对75As32S+和75As34S+离子的X3Σ-和A1Π电子态的势能曲线进行了计算, 进一步拟合势能曲线, 得到各电子态的光谱常数与分子常数. 首先, 采用MRCI方法结合相关一致基, aug-cc-pV5Z, 对AsS+离子的X3Σ-和A1Π 电子态进行了计算, 获得相应的势能曲线; 然后, 为进一步提高势能曲线的精度, 对其进行了三种修正计算. 采用Davidson(+Q)方法修正MRCI 方法计算过程中存在的基组大小不一致缺陷; 利用二阶Douglas-Kroll哈密顿近似, 在cc-pVQZ基组水平, 修正了相对论效应对势能曲线的影响; 利用两点能量外推法, 在aug-cc-pVQZ和aug-cc-pV5Z基组水平对各能量点的势能值进行了外推, 得到完全基组极限处的势能曲线. 最后, 利用修正(包括Davidson修正、相对论修正和基组外推)后的势能曲线, 通过Vibrot程序, 求解双原子分子核运动的径向Schrödinger方程, 并进行同位素质量识别, 得到75As32S+和75As34S+离子两个电子态的光谱常数(Te, Re, ωe, ωexe, αe 和Be)和分子常数(G(ϒ), Bv, Dv).
采用内收缩多参考组态相互作用(MRCI)方法, 结合Dunning系列相关一致基, 分别对75As32S+和75As34S+离子的X3Σ-和A1Π电子态的势能曲线进行了计算, 进一步拟合势能曲线, 得到各电子态的光谱常数与分子常数. 首先, 采用MRCI方法结合相关一致基, aug-cc-pV5Z, 对AsS+离子的X3Σ-和A1Π 电子态进行了计算, 获得相应的势能曲线; 然后, 为进一步提高势能曲线的精度, 对其进行了三种修正计算. 采用Davidson(+Q)方法修正MRCI 方法计算过程中存在的基组大小不一致缺陷; 利用二阶Douglas-Kroll哈密顿近似, 在cc-pVQZ基组水平, 修正了相对论效应对势能曲线的影响; 利用两点能量外推法, 在aug-cc-pVQZ和aug-cc-pV5Z基组水平对各能量点的势能值进行了外推, 得到完全基组极限处的势能曲线. 最后, 利用修正(包括Davidson修正、相对论修正和基组外推)后的势能曲线, 通过Vibrot程序, 求解双原子分子核运动的径向Schrödinger方程, 并进行同位素质量识别, 得到75As32S+和75As34S+离子两个电子态的光谱常数(Te, Re, ωe, ωexe, αe 和Be)和分子常数(G(ϒ), Bv, Dv).
含能材料中的微观缺陷是导致“热点”形成并相继引发爆轰的重要因素. 然而, 由于目前人们对材料内部微观缺陷的认识不足, 限制了对含能材料中“热点”形成微观机理的理解, 进而阻碍了含能材料的发展和应用. 为了洞悉含能材料内部微观缺陷特性及探索缺陷引发“热点”的形成机理, 利用第一性原理方法研究了分子空位缺陷对环三亚甲基三硝胺(RDX) 含能材料的几何结构、电子结构及振动特性的影响, 探讨了微观缺陷对初始“热点”形成的基本机理. 采用周期性模型分析了分子空位缺陷对RDX几何结构、电子能带结构、电子态密度及前线分子轨道的影响. 采用团簇模型分析了分子空位缺陷对RDX振动特性的影响. 结果发现, 分子空位缺陷的存在使其附近的N–N键变长, 分子结构变得松弛; 使导带中很多简并的能级发生分离, 电子态密度减小, 并使由N-2p和O-2p轨道形成的导带底和价带顶均向费米面方向移动, 降低了能带隙值, 增加了体系活性. 前线分子轨道及红外振动光谱的计算分析表明, 分子缺陷使最高已占分子轨道电荷主要集中在缺陷附近的分子上, 且分子中C–H键和N–N键能减弱. 这些特性表明, 分子空位缺陷的存在使体系能带隙变小, 并使缺陷附近的分子结构松弛, 电荷分布增多, 反应活性增强; 在外界能量激发下, 缺陷附近分子将变得不稳定, 分子中的C–H键或N–N键较易先发生断裂, 发生化学反应释放能量, 进而成为形成“热点”的根源.
含能材料中的微观缺陷是导致“热点”形成并相继引发爆轰的重要因素. 然而, 由于目前人们对材料内部微观缺陷的认识不足, 限制了对含能材料中“热点”形成微观机理的理解, 进而阻碍了含能材料的发展和应用. 为了洞悉含能材料内部微观缺陷特性及探索缺陷引发“热点”的形成机理, 利用第一性原理方法研究了分子空位缺陷对环三亚甲基三硝胺(RDX) 含能材料的几何结构、电子结构及振动特性的影响, 探讨了微观缺陷对初始“热点”形成的基本机理. 采用周期性模型分析了分子空位缺陷对RDX几何结构、电子能带结构、电子态密度及前线分子轨道的影响. 采用团簇模型分析了分子空位缺陷对RDX振动特性的影响. 结果发现, 分子空位缺陷的存在使其附近的N–N键变长, 分子结构变得松弛; 使导带中很多简并的能级发生分离, 电子态密度减小, 并使由N-2p和O-2p轨道形成的导带底和价带顶均向费米面方向移动, 降低了能带隙值, 增加了体系活性. 前线分子轨道及红外振动光谱的计算分析表明, 分子缺陷使最高已占分子轨道电荷主要集中在缺陷附近的分子上, 且分子中C–H键和N–N键能减弱. 这些特性表明, 分子空位缺陷的存在使体系能带隙变小, 并使缺陷附近的分子结构松弛, 电荷分布增多, 反应活性增强; 在外界能量激发下, 缺陷附近分子将变得不稳定, 分子中的C–H键或N–N键较易先发生断裂, 发生化学反应释放能量, 进而成为形成“热点”的根源.
采用基于嵌入原子方法的分子动力学方法模拟了附着于TiAl合金(001)面的TiAl合金纳米粒子在不同温度下的原子堆积结构演变. 在模拟中, 熔融态(1500 K)的纳米粒子先被放置在温度分别为1100, 1000, 900, …, 200和100 K的基体(001)面, 随后急冷降温至基体温度. 通过逐层分析粒子内和基体表面的原子排列情况, 发现温度主要影响粒子内的原子堆积结构. 当基体温度很高时, 粒子内除了靠近基体的几个原子层外, 其他区域内均未形成有序的原子堆积结构. 随基体温度降低, 粒子内大部分原子逐渐形成了有序的原子堆积结构, 且粒子内出现了一个以基体(001)晶面为底面、以基体[101], [101], [011], [011]晶向为轴的近四棱锥形内区域, 此区域内外的原子均呈有序排列, 但原子面的取向不同, 因而形成了明显的界面. 随基体温度进一步降低, 这个内区域仍然存在但其体积不断减小, 同时在纳米粒子顶部有越来越多的原子再次呈现无序排列, 使此内区域愈加难以辨别.
采用基于嵌入原子方法的分子动力学方法模拟了附着于TiAl合金(001)面的TiAl合金纳米粒子在不同温度下的原子堆积结构演变. 在模拟中, 熔融态(1500 K)的纳米粒子先被放置在温度分别为1100, 1000, 900, …, 200和100 K的基体(001)面, 随后急冷降温至基体温度. 通过逐层分析粒子内和基体表面的原子排列情况, 发现温度主要影响粒子内的原子堆积结构. 当基体温度很高时, 粒子内除了靠近基体的几个原子层外, 其他区域内均未形成有序的原子堆积结构. 随基体温度降低, 粒子内大部分原子逐渐形成了有序的原子堆积结构, 且粒子内出现了一个以基体(001)晶面为底面、以基体[101], [101], [011], [011]晶向为轴的近四棱锥形内区域, 此区域内外的原子均呈有序排列, 但原子面的取向不同, 因而形成了明显的界面. 随基体温度进一步降低, 这个内区域仍然存在但其体积不断减小, 同时在纳米粒子顶部有越来越多的原子再次呈现无序排列, 使此内区域愈加难以辨别.
基于激光诱导相位模型, 研究了周期性相位调控的He原子体系的光谱响应. 研究发现,周期性的相位调控会导致He原子吸收谱由单个孤立的洛伦兹线型转化为等间隔的“梳状”结构. “梳状”光谱的性质主要由原子系统和控制脉冲链的性质决定, 并给出了表征“梳状”光谱的理论公式. 该机理具有普遍适用性, 它可以应用到任意原子体系, 进而推广到任意波段, 并且为任意波段的脉冲整形提供了可能.
基于激光诱导相位模型, 研究了周期性相位调控的He原子体系的光谱响应. 研究发现,周期性的相位调控会导致He原子吸收谱由单个孤立的洛伦兹线型转化为等间隔的“梳状”结构. “梳状”光谱的性质主要由原子系统和控制脉冲链的性质决定, 并给出了表征“梳状”光谱的理论公式. 该机理具有普遍适用性, 它可以应用到任意原子体系, 进而推广到任意波段, 并且为任意波段的脉冲整形提供了可能.
采用光学相位锁定环路技术将外腔反馈式半导体激光器锁定到与钛宝石激光器输出激光频率上. 锁定后两束激光的差频线宽从MHz降低到Hz量级, 同时两束激光的频率差可实现几百兆赫兹到7 GHz的精密调节. 锁定的两束激光作用在铷原子玻色-爱因斯坦凝聚的两个基态超精细态F=2, 1, 观测到在两个超精细态之间的拉曼跃迁. 该技术可用于超冷原子两个超精细态之间自旋轨道耦合.
采用光学相位锁定环路技术将外腔反馈式半导体激光器锁定到与钛宝石激光器输出激光频率上. 锁定后两束激光的差频线宽从MHz降低到Hz量级, 同时两束激光的频率差可实现几百兆赫兹到7 GHz的精密调节. 锁定的两束激光作用在铷原子玻色-爱因斯坦凝聚的两个基态超精细态F=2, 1, 观测到在两个超精细态之间的拉曼跃迁. 该技术可用于超冷原子两个超精细态之间自旋轨道耦合.
为得到绿光和红光最大发光强度的Er3+/Yb3+共掺BaGd2ZnO5上转换材料荧光粉, 首先采用试验优化设计中的均匀设计初步寻找Er3+/Yb3+合理的掺杂浓度; 其次通过二次通用旋转组合设计进一步优化实验, 建立起Er3+/Yb3+掺杂浓度与绿光和红光发光强度的回归方程; 最后通过遗传算法计算出方程的最优解, 即绿光和红光最大发光强度时对应的Er3+/Yb3+掺杂浓度. 利用传统的高温固相法分别制备出最优样品. 采用X 射线衍射对得到荧光粉的晶体结构进行了分析, 证明了所有产物均为纯相BaGd2ZnO5. 采用980 nm抽运激光作为激发源, 在同样的条件下测量了样品的上转换荧光发射光谱, 从中可见样品有较强的红光发射和绿光发射, 发光中心位于662, 551和527 nm, 分别对应于4F9/2→4I15/2, 4S3/2→4I15/2 及2H11/2→4I15/2能级跃迁. 研究了绿光和红光最优样品的上转换发光强度与激光器工作电流之间的关系, 通过分析发现红色和绿色上转换发光均为双光子过程. 由归一化的绿色上转换发射光谱可以看出, 激光器工作电流导致的样品温度变化可以忽略不计. 由于能级2H11/2和4S3/2之间存在热平衡, 并满足玻尔兹曼分布, 由此探讨了绿光最优样品上转换发射光谱中的绿色发射与温度的关系, 计算出2H11/2和4S3/2之间的能级差为ΔE=926.11 cm-1. 研究了绿光最优样品的温度效应, 随着温度的升高, 发射强度逐渐变小, 出现了温度猝灭现象. 并计算了样品的激活能, 分别为总体激活能ΔE总=0.45 eV, 绿光激活能ΔE绿=0.45 eV, 红光激活能ΔE红=0.46 eV.
为得到绿光和红光最大发光强度的Er3+/Yb3+共掺BaGd2ZnO5上转换材料荧光粉, 首先采用试验优化设计中的均匀设计初步寻找Er3+/Yb3+合理的掺杂浓度; 其次通过二次通用旋转组合设计进一步优化实验, 建立起Er3+/Yb3+掺杂浓度与绿光和红光发光强度的回归方程; 最后通过遗传算法计算出方程的最优解, 即绿光和红光最大发光强度时对应的Er3+/Yb3+掺杂浓度. 利用传统的高温固相法分别制备出最优样品. 采用X 射线衍射对得到荧光粉的晶体结构进行了分析, 证明了所有产物均为纯相BaGd2ZnO5. 采用980 nm抽运激光作为激发源, 在同样的条件下测量了样品的上转换荧光发射光谱, 从中可见样品有较强的红光发射和绿光发射, 发光中心位于662, 551和527 nm, 分别对应于4F9/2→4I15/2, 4S3/2→4I15/2 及2H11/2→4I15/2能级跃迁. 研究了绿光和红光最优样品的上转换发光强度与激光器工作电流之间的关系, 通过分析发现红色和绿色上转换发光均为双光子过程. 由归一化的绿色上转换发射光谱可以看出, 激光器工作电流导致的样品温度变化可以忽略不计. 由于能级2H11/2和4S3/2之间存在热平衡, 并满足玻尔兹曼分布, 由此探讨了绿光最优样品上转换发射光谱中的绿色发射与温度的关系, 计算出2H11/2和4S3/2之间的能级差为ΔE=926.11 cm-1. 研究了绿光最优样品的温度效应, 随着温度的升高, 发射强度逐渐变小, 出现了温度猝灭现象. 并计算了样品的激活能, 分别为总体激活能ΔE总=0.45 eV, 绿光激活能ΔE绿=0.45 eV, 红光激活能ΔE红=0.46 eV.
在传统多波长相干衍射成像理论的基础上提出适用于 X-射线和电子束等非相干光源照明成像的改进多波长ptychographic iterative engine 方法, 同时将小孔形状和照明光谱信息用于叠代计算, 可以在非相干照明条件下精确重建出物体的强度透射像和相位透射像, 并对光源带宽对重建精度的影响进行了分析, 对于解决如何在非相干照明条件下对大尺寸物体进行精确相位成像的问题具有较好的科研和实用价值.
在传统多波长相干衍射成像理论的基础上提出适用于 X-射线和电子束等非相干光源照明成像的改进多波长ptychographic iterative engine 方法, 同时将小孔形状和照明光谱信息用于叠代计算, 可以在非相干照明条件下精确重建出物体的强度透射像和相位透射像, 并对光源带宽对重建精度的影响进行了分析, 对于解决如何在非相干照明条件下对大尺寸物体进行精确相位成像的问题具有较好的科研和实用价值.
探讨了光在Metasurface中的自旋-轨道相互作用, 理论分析了Metasurface 对圆偏振和线偏振光的转换. 结果表明: 光与具有空间非均匀性和各向异性性的Metasurface的相互作用导致了自旋-轨道角动量的耦合. 采用Metasurface与螺旋相位片组合在一起进行了验证实验, 所得实验结果与理论分析完全一致. 这些结论有助于我们更加深入理解Metasurface 对光的操控.
探讨了光在Metasurface中的自旋-轨道相互作用, 理论分析了Metasurface 对圆偏振和线偏振光的转换. 结果表明: 光与具有空间非均匀性和各向异性性的Metasurface的相互作用导致了自旋-轨道角动量的耦合. 采用Metasurface与螺旋相位片组合在一起进行了验证实验, 所得实验结果与理论分析完全一致. 这些结论有助于我们更加深入理解Metasurface 对光的操控.
无衍射光束(如贝塞尔光束、艾里光束)因具有无衍射、自愈合的特性, 在很多领域都有广泛的应用. 本文提出使用纯相位型空间光调制器对光场的复振幅进行调控, 从而可以产生多种复杂模式的无衍射光束, 如强度可独立调控的多个零阶贝塞尔光束, 两个高阶贝塞尔光束干涉生成的花瓣状无衍射光束, 具有多个主瓣的加速光束等特殊的无衍射光束. 通过在待测焦场附近放置一个平面反射镜, 使其沿光轴快速扫描光场, 并由数字相机同步拍摄反射回来的一系列二维光场强度分布信息, 可实现对无衍射光束三维光场强度分布的快速测量和表征. 本实验方法和技术可以快速产生各种复杂的特殊光场并获得其精确的三维可视化重建效果, 在光学显微、光学俘获、光学微加工等领域有潜在的应用价值.
无衍射光束(如贝塞尔光束、艾里光束)因具有无衍射、自愈合的特性, 在很多领域都有广泛的应用. 本文提出使用纯相位型空间光调制器对光场的复振幅进行调控, 从而可以产生多种复杂模式的无衍射光束, 如强度可独立调控的多个零阶贝塞尔光束, 两个高阶贝塞尔光束干涉生成的花瓣状无衍射光束, 具有多个主瓣的加速光束等特殊的无衍射光束. 通过在待测焦场附近放置一个平面反射镜, 使其沿光轴快速扫描光场, 并由数字相机同步拍摄反射回来的一系列二维光场强度分布信息, 可实现对无衍射光束三维光场强度分布的快速测量和表征. 本实验方法和技术可以快速产生各种复杂的特殊光场并获得其精确的三维可视化重建效果, 在光学显微、光学俘获、光学微加工等领域有潜在的应用价值.
利用耦合波截断方程推导了无走离及弱走离条件下离轴涡旋光束经过负单轴晶体后产生倍频光的归一化电场及光强表达式. 主要分析了离轴量、弱走离角及晶体长度对于输出倍频光的影响. 研究结果表明: 不考虑走离效应时, 倍频光两暗核重合于轴上点, 而具有弱走离效应时, 暗核位置沿走离方向有所偏移, 并且两重合暗核产生分离, 截面上发生分离的方向垂直于存在走离的方向, 其中产生的偏移量与离轴量、走离角及晶体长度有关, 而分离的距离只与走离角及晶体长度相关. 具体表现为: 当离轴量增大, 倍频光两暗核沿存在离轴方向所产生的偏移增大, 而暗核间的分离距离不受离轴量影响, 当走离角、晶体长度增大时, 两暗核沿存在走离方向所产生的偏移增大, 同时, 暗核间的分离距离也有所增大. 此外, 通过对比发现, 传输晶体长度的缩小, 可以减小暗核沿存在走离方向或是存在离轴方向所产生的偏移, 同时也可以减小由离轴量与走离角所产生的暗核分离距离, 一定程度上对输出的倍频光起到校正作用.
利用耦合波截断方程推导了无走离及弱走离条件下离轴涡旋光束经过负单轴晶体后产生倍频光的归一化电场及光强表达式. 主要分析了离轴量、弱走离角及晶体长度对于输出倍频光的影响. 研究结果表明: 不考虑走离效应时, 倍频光两暗核重合于轴上点, 而具有弱走离效应时, 暗核位置沿走离方向有所偏移, 并且两重合暗核产生分离, 截面上发生分离的方向垂直于存在走离的方向, 其中产生的偏移量与离轴量、走离角及晶体长度有关, 而分离的距离只与走离角及晶体长度相关. 具体表现为: 当离轴量增大, 倍频光两暗核沿存在离轴方向所产生的偏移增大, 而暗核间的分离距离不受离轴量影响, 当走离角、晶体长度增大时, 两暗核沿存在走离方向所产生的偏移增大, 同时, 暗核间的分离距离也有所增大. 此外, 通过对比发现, 传输晶体长度的缩小, 可以减小暗核沿存在走离方向或是存在离轴方向所产生的偏移, 同时也可以减小由离轴量与走离角所产生的暗核分离距离, 一定程度上对输出的倍频光起到校正作用.
光纤中方波信号的慢光技术在全光通信和光纤传感等领域具有重要的应用前景. 提出了谐波相对延时量的度量方法, 分别采用速率方程和相干布居振荡理论, 对掺铒光纤中方波信号的基波和高次谐波的快慢光特性进行了研究. 在无抽运光输入情况下, 改变入射光功率, 入射探测光的基波最大相对延时量能达到20%, 且存在实现最大相对延时量的入射光功率为8 mW; 在有抽运光输入的情况下, 改变信号光增益, 入射探测光的基波相对超前量同样能达到-20%, 且随着信号光增益的增大而增加. N次谐波(N=1, 3, 5, 7, …)在频率f/N(f为基波信号最大延时量对应的调制频率)处有最大相对延时量, 且它们的最大延时量相同, 频率处于相干布居振荡引起的光谱烧孔带宽内.
光纤中方波信号的慢光技术在全光通信和光纤传感等领域具有重要的应用前景. 提出了谐波相对延时量的度量方法, 分别采用速率方程和相干布居振荡理论, 对掺铒光纤中方波信号的基波和高次谐波的快慢光特性进行了研究. 在无抽运光输入情况下, 改变入射光功率, 入射探测光的基波最大相对延时量能达到20%, 且存在实现最大相对延时量的入射光功率为8 mW; 在有抽运光输入的情况下, 改变信号光增益, 入射探测光的基波相对超前量同样能达到-20%, 且随着信号光增益的增大而增加. N次谐波(N=1, 3, 5, 7, …)在频率f/N(f为基波信号最大延时量对应的调制频率)处有最大相对延时量, 且它们的最大延时量相同, 频率处于相干布居振荡引起的光谱烧孔带宽内.
研制了一台利用气溶胶散射信号的CO2廓线探测差分吸收激光雷达. 系统利用染料激光器实现波长调制, 采用双光路气体吸收池, 结合Voigt拟合方法实现了脉冲红外激光的高精度定标. 针对输出激光带宽较宽的问题, 采取仿真实验评估了影响, 并设计了基于吸收池的订正因子获取方案. 进而, 开展了水平、垂直和连续观测实验, 通过与地面CO2分析仪测量值的对比, 证明了系统具备优越的精密性和精确性. 实验表明, 该样机能够俘获CO2浓度随高程和时间变化而产生的变化.
研制了一台利用气溶胶散射信号的CO2廓线探测差分吸收激光雷达. 系统利用染料激光器实现波长调制, 采用双光路气体吸收池, 结合Voigt拟合方法实现了脉冲红外激光的高精度定标. 针对输出激光带宽较宽的问题, 采取仿真实验评估了影响, 并设计了基于吸收池的订正因子获取方案. 进而, 开展了水平、垂直和连续观测实验, 通过与地面CO2分析仪测量值的对比, 证明了系统具备优越的精密性和精确性. 实验表明, 该样机能够俘获CO2浓度随高程和时间变化而产生的变化.
为提高微波链路雨致衰减反演雨强精度, 在Mie散射理论、气体吸收衰减模型以及Gamma雨滴谱分布的基础上, 将支持向量机引入到微波链路测量降水中, 提出了基于支持向量机的微波链路雨强反演方法, 并开展了15–20 GHz频段的视距微波链路与地面雨滴谱仪的同步观测降雨实验. 实验结果表明, 基于支持向量机的微波链路雨强反演模型的反演雨强与实测雨强的相关系数全部高于0.6, 最高达到0.9674; 雨强的均方根误差最小值为0.5780 mm/h, 累积降雨量的绝对最小误差仅为0.0080 mm; 相对偏差大部分在10%以内, 最小偏差为0.7425%. 实验结果验证了基于支持向量机的微波链路雨强反演方法的有效性、准确性和适用性, 对于进一步提高微波链路反演降雨精度、改善降水监测效果具有重要意义.
为提高微波链路雨致衰减反演雨强精度, 在Mie散射理论、气体吸收衰减模型以及Gamma雨滴谱分布的基础上, 将支持向量机引入到微波链路测量降水中, 提出了基于支持向量机的微波链路雨强反演方法, 并开展了15–20 GHz频段的视距微波链路与地面雨滴谱仪的同步观测降雨实验. 实验结果表明, 基于支持向量机的微波链路雨强反演模型的反演雨强与实测雨强的相关系数全部高于0.6, 最高达到0.9674; 雨强的均方根误差最小值为0.5780 mm/h, 累积降雨量的绝对最小误差仅为0.0080 mm; 相对偏差大部分在10%以内, 最小偏差为0.7425%. 实验结果验证了基于支持向量机的微波链路雨强反演方法的有效性、准确性和适用性, 对于进一步提高微波链路反演降雨精度、改善降水监测效果具有重要意义.
(火积)耗散与熵增均可以作为传热不可逆性的度量, 当前(火积)理论的反对者认为(火积)是不必要的. 为说明(火积)的必要性, 从有效性的角度进行了论证, 即在描述传热过程不可逆性的变化上, (火积)的严格解析解存在, 而熵的严格解析解难以得到. 本文构建了孤立系内的一维及多维热传导模型, 求解了温度及其梯度的级数型解析解, 将其代入(火积)耗散的求解式, 得到其最初的形式为一多重级数的多重积分, 交换积分与级数计算顺序, 并利用特征函数的正交性, 将(火积)耗散求解式中的积分运算求出, 并使级数的维数降低, 最终将其表示为一稳态项与一瞬态项加和的形式, 其极限与文献中的结果一致. 通过对孤立系内(火积)耗散解析解的求解可以得出: 由于热传导过程熵与(火积)的解析解求解难度不同, 在描述传热过程不可逆性变化上, (火积)更加有效; 对于孤立系内不同维数的热传导问题, 只要温度场解析解存在, (火积)耗散解析解均可以应用特征函数正交性求解得到.
(火积)耗散与熵增均可以作为传热不可逆性的度量, 当前(火积)理论的反对者认为(火积)是不必要的. 为说明(火积)的必要性, 从有效性的角度进行了论证, 即在描述传热过程不可逆性的变化上, (火积)的严格解析解存在, 而熵的严格解析解难以得到. 本文构建了孤立系内的一维及多维热传导模型, 求解了温度及其梯度的级数型解析解, 将其代入(火积)耗散的求解式, 得到其最初的形式为一多重级数的多重积分, 交换积分与级数计算顺序, 并利用特征函数的正交性, 将(火积)耗散求解式中的积分运算求出, 并使级数的维数降低, 最终将其表示为一稳态项与一瞬态项加和的形式, 其极限与文献中的结果一致. 通过对孤立系内(火积)耗散解析解的求解可以得出: 由于热传导过程熵与(火积)的解析解求解难度不同, 在描述传热过程不可逆性变化上, (火积)更加有效; 对于孤立系内不同维数的热传导问题, 只要温度场解析解存在, (火积)耗散解析解均可以应用特征函数正交性求解得到.
对倾斜波动壁面上流体表面波的演化规律进行了研究. 考虑壁面形状为正弦波动壁面的情况, 分析液膜流动的线性稳定性, 并研究不同倾斜角度下扰动波波形随时间的演化情况及流经不同壁面形状时扰动波的波形变化. 对整体的波形结构分析可知, 随着时间的演化, 扰动波的演化过程呈现为更大波长的近周期变化规律, 与平板上的流动结构对比发现波动情况变得更加复杂; 当液膜流经波动壁面时, 扰动波在空间上不再呈现规律性变化, 且随着壁面倾斜角度的增加, 扰动波的振幅逐渐增加; 在相同的壁面倾角下, 波动壁面上的扰动波振幅大于平板壁面的扰动情况, 且波形扭曲程度更明显; 随着Re的增加, 扰动波振幅逐渐增加, 其对应波形的扭曲程度加深, 且随着壁面振幅的增加, 静态波振幅及扰动波振幅均随之增加, 对应的行进波周期不变. 最后, 分析了壁面倾斜角度对流动稳定性的影响.
对倾斜波动壁面上流体表面波的演化规律进行了研究. 考虑壁面形状为正弦波动壁面的情况, 分析液膜流动的线性稳定性, 并研究不同倾斜角度下扰动波波形随时间的演化情况及流经不同壁面形状时扰动波的波形变化. 对整体的波形结构分析可知, 随着时间的演化, 扰动波的演化过程呈现为更大波长的近周期变化规律, 与平板上的流动结构对比发现波动情况变得更加复杂; 当液膜流经波动壁面时, 扰动波在空间上不再呈现规律性变化, 且随着壁面倾斜角度的增加, 扰动波的振幅逐渐增加; 在相同的壁面倾角下, 波动壁面上的扰动波振幅大于平板壁面的扰动情况, 且波形扭曲程度更明显; 随着Re的增加, 扰动波振幅逐渐增加, 其对应波形的扭曲程度加深, 且随着壁面振幅的增加, 静态波振幅及扰动波振幅均随之增加, 对应的行进波周期不变. 最后, 分析了壁面倾斜角度对流动稳定性的影响.
五边形截面的单晶Ag纳米线对ZnO量子点荧光具有增强的现象. 为解释这一现象, 利用时域有限差分法对五边形截面的Ag纳米线的局域表面等离子体共振模式进行了理论模拟. 结果表明, 五边形截面的Ag纳米线在紫外区域存在两个消光峰, 分别由Ag纳米线的横向偶极共振(340 nm)和四极共振(375 nm)引起; 这两个消光峰与ZnO量子点荧光增强峰相一致, 而且随着Ag纳米线的半径增大而红移; 消光峰对应的共振模式取决于Ag纳米线的截面形状; 根据Ag纳米线电场增强倍数与激发光波长变化关系曲线可知, 最大增强电场位于五边形截面的顶点处, 而边线处电场增强较小. 理论模拟的结果较好地解释了Ag纳米线/ZnO量子点体系的荧光增强现象, 也为Ag纳米线在提高半导体材料发光效率、生物探测等方面的应用提供有益的参考.
五边形截面的单晶Ag纳米线对ZnO量子点荧光具有增强的现象. 为解释这一现象, 利用时域有限差分法对五边形截面的Ag纳米线的局域表面等离子体共振模式进行了理论模拟. 结果表明, 五边形截面的Ag纳米线在紫外区域存在两个消光峰, 分别由Ag纳米线的横向偶极共振(340 nm)和四极共振(375 nm)引起; 这两个消光峰与ZnO量子点荧光增强峰相一致, 而且随着Ag纳米线的半径增大而红移; 消光峰对应的共振模式取决于Ag纳米线的截面形状; 根据Ag纳米线电场增强倍数与激发光波长变化关系曲线可知, 最大增强电场位于五边形截面的顶点处, 而边线处电场增强较小. 理论模拟的结果较好地解释了Ag纳米线/ZnO量子点体系的荧光增强现象, 也为Ag纳米线在提高半导体材料发光效率、生物探测等方面的应用提供有益的参考.
在氩气空气混合气体介质阻挡放电中, 得到了同心圆环斑图. 采用高速照相机拍摄了同心圆环斑图在外加电压半周期时间尺度内的放电照片, 发现放电丝是构成同心圆环斑图的基本单元. 通过对比高速照相机拍摄的连续三个正半周期和负半周期的六张放电图像, 证实肉眼看到的同心圆环斑图是由不同半周期放电位置和不同的大量放电丝长时间积累叠加产生的. 随着外加电压升高, 同心圆环斑图会演化成螺旋波, 然后重新转变成同心圆环斑图. 通过对两种斑图的形成和转化特点进行分析, 推断该螺旋波应具有和同心圆环斑图相似的动力学机理. 计算了两种斑图的放电功率, 发现功率随外加电压增加近似满足线性增长的关系. 利用相关计算的方法计算并对比了不同延迟时间下两种斑图的互相关系数, 结果表明, 同心圆环斑图的互相关系数相对较低且无明显规律, 螺旋波的互相关系数稍高且具有随延迟时间增大呈现振荡的特点.
在氩气空气混合气体介质阻挡放电中, 得到了同心圆环斑图. 采用高速照相机拍摄了同心圆环斑图在外加电压半周期时间尺度内的放电照片, 发现放电丝是构成同心圆环斑图的基本单元. 通过对比高速照相机拍摄的连续三个正半周期和负半周期的六张放电图像, 证实肉眼看到的同心圆环斑图是由不同半周期放电位置和不同的大量放电丝长时间积累叠加产生的. 随着外加电压升高, 同心圆环斑图会演化成螺旋波, 然后重新转变成同心圆环斑图. 通过对两种斑图的形成和转化特点进行分析, 推断该螺旋波应具有和同心圆环斑图相似的动力学机理. 计算了两种斑图的放电功率, 发现功率随外加电压增加近似满足线性增长的关系. 利用相关计算的方法计算并对比了不同延迟时间下两种斑图的互相关系数, 结果表明, 同心圆环斑图的互相关系数相对较低且无明显规律, 螺旋波的互相关系数稍高且具有随延迟时间增大呈现振荡的特点.
电子束与靶物质相互作用时的入射角测量是强流电子束热-力学效应研究中的难点问题. 提出了一种新的基于覆盖不同厚度衰减片微型法拉第筒阵列的电子束入射角测量方法, 与现有方法相比, 可获得具有时域特性和位置分布的强流电子束入射角分布. 以此方法进行了入射角二维分布(r, θ)测量实验, 结果表明, 电子束入射角二维分布与束流箍缩情况紧密相关. 如果箍缩不明显, 则电子主要在自身做回旋运动的同时沿着电力线运动, 多以垂直或者小角度(40°以下)轰击到阳极靶面; 如果箍缩明显, 受E×B漂移影响, 电子束入射角度会明显变大, 从40°以下增至60°左右.
电子束与靶物质相互作用时的入射角测量是强流电子束热-力学效应研究中的难点问题. 提出了一种新的基于覆盖不同厚度衰减片微型法拉第筒阵列的电子束入射角测量方法, 与现有方法相比, 可获得具有时域特性和位置分布的强流电子束入射角分布. 以此方法进行了入射角二维分布(r, θ)测量实验, 结果表明, 电子束入射角二维分布与束流箍缩情况紧密相关. 如果箍缩不明显, 则电子主要在自身做回旋运动的同时沿着电力线运动, 多以垂直或者小角度(40°以下)轰击到阳极靶面; 如果箍缩明显, 受E×B漂移影响, 电子束入射角度会明显变大, 从40°以下增至60°左右.
洪德耦合相互作用是导致多轨道体系发生轨道选择Mott相变的重要因素之一. 通过调控洪德耦合相互作用来研究其不同组成部分对轨道选择Mott相变的作用. 利用基于Lanczos 求解器的动力学平均场理论, 对比了双轨道的J模型和Jz模型的金属-绝缘体相变, 并重点讨论洪德耦合中的自旋翻转项和电子对跃迁项以及轨道宽度比值W2/W1如何影响轨道选择Mott 相变. 在J模型的相图中, Mott选择相占有较大的区域, 而Jz模型的轨道选择Mott 相只存在于一个很狭窄的区域内, 这说明自旋翻转项及电子对跳跃项是有利于轨道选择Mott相变发生的关键因素. 此外当轨道宽度之比大于W2/W1=0.7时, Jz 模型的轨道选择Mott 相会完全消失, 而J模型中只要轨道宽度不同都存在轨道选择Mott相. 因而, 简化后的Jz 模型只是在特定条件下才适合于研究轨道选择Mott相变.
洪德耦合相互作用是导致多轨道体系发生轨道选择Mott相变的重要因素之一. 通过调控洪德耦合相互作用来研究其不同组成部分对轨道选择Mott相变的作用. 利用基于Lanczos 求解器的动力学平均场理论, 对比了双轨道的J模型和Jz模型的金属-绝缘体相变, 并重点讨论洪德耦合中的自旋翻转项和电子对跃迁项以及轨道宽度比值W2/W1如何影响轨道选择Mott 相变. 在J模型的相图中, Mott选择相占有较大的区域, 而Jz模型的轨道选择Mott 相只存在于一个很狭窄的区域内, 这说明自旋翻转项及电子对跳跃项是有利于轨道选择Mott相变发生的关键因素. 此外当轨道宽度之比大于W2/W1=0.7时, Jz 模型的轨道选择Mott 相会完全消失, 而J模型中只要轨道宽度不同都存在轨道选择Mott相. 因而, 简化后的Jz 模型只是在特定条件下才适合于研究轨道选择Mott相变.
在实验上, W掺杂量在0.02083–0.04167的范围内时, 有关掺杂体系的电导率影响的研究有两种相悖的结论. 为解决这个问题, 本文采用第一性原理平面波模守恒赝势方法, 首先构建了两种Ti0.97917W0.02083O2 和Ti0.95833W0.04167O2 超胞模型, 分别对这两种模型进行了几何结构优化、能带结构分布和态密度分布计算. 同时还计算了掺杂体系的电子浓度、有效质量、迁移率和电导率. 计算结果表明, 在电子自旋极化或电子非自旋极化的条件下, W掺杂浓度越大、掺杂体系的电子浓度越大、有效质量越小、迁移率越小、电导率越大、导电性能越强. 由电离能和Bohr半径分析进一步证实了Ti0.95833W0.04167O2 超胞的导电性能优于Ti0.97917W0.02083O2 超胞. 为了研究掺杂体系的结构稳定性和形成能, 又分别构建了Ti0.96875W0.03125O2, Ti0.9375W0.0625O2两种超胞模型, 几何结构优化后进行了计算, 结果表明, 在电子自旋极化或电子非自旋极化的条件下, 在W掺杂量为0.02083–0.04167的范围内, W掺杂浓度越大、掺杂体系的总能量越高、稳定性越差、 形成能越大、掺杂越困难. 将掺杂体系的晶格常数与纯的锐钛矿TiO2相比较, 发现沿a轴方向的晶格常数变大、沿c轴方向的晶格常数变小、掺杂体系的体积变大, 计算结果与实验结果相符合. 在电子自旋极化的条件下, 掺杂体系形成了半金属化的室温铁磁性稀磁半导体.
在实验上, W掺杂量在0.02083–0.04167的范围内时, 有关掺杂体系的电导率影响的研究有两种相悖的结论. 为解决这个问题, 本文采用第一性原理平面波模守恒赝势方法, 首先构建了两种Ti0.97917W0.02083O2 和Ti0.95833W0.04167O2 超胞模型, 分别对这两种模型进行了几何结构优化、能带结构分布和态密度分布计算. 同时还计算了掺杂体系的电子浓度、有效质量、迁移率和电导率. 计算结果表明, 在电子自旋极化或电子非自旋极化的条件下, W掺杂浓度越大、掺杂体系的电子浓度越大、有效质量越小、迁移率越小、电导率越大、导电性能越强. 由电离能和Bohr半径分析进一步证实了Ti0.95833W0.04167O2 超胞的导电性能优于Ti0.97917W0.02083O2 超胞. 为了研究掺杂体系的结构稳定性和形成能, 又分别构建了Ti0.96875W0.03125O2, Ti0.9375W0.0625O2两种超胞模型, 几何结构优化后进行了计算, 结果表明, 在电子自旋极化或电子非自旋极化的条件下, 在W掺杂量为0.02083–0.04167的范围内, W掺杂浓度越大、掺杂体系的总能量越高、稳定性越差、 形成能越大、掺杂越困难. 将掺杂体系的晶格常数与纯的锐钛矿TiO2相比较, 发现沿a轴方向的晶格常数变大、沿c轴方向的晶格常数变小、掺杂体系的体积变大, 计算结果与实验结果相符合. 在电子自旋极化的条件下, 掺杂体系形成了半金属化的室温铁磁性稀磁半导体.
NiFe/Pt双层薄膜样品在铁磁共振时, NiFe磁矩进动所产生的自旋流注入到Pt层中, 由于逆自旋霍尔效应产生直流电压VISHE, 此电压会叠加到NiFe薄膜由于自旋整流效应而产生的电压VSRE 上, 实验测量所得电压为VISHE和VSRE的叠加. 为了区分这两种不同机理对电压的贡献, 本文采取旋转外加静磁场的方法, 通过分析所测电压随磁场角度的变化从而分离出VISHE 的大小. 研究结果表明, 相比于单层NiFe(20 nm)薄膜样品, NiFe(20 nm)/Pt(10 nm)双层膜样品中由于NiFe自旋注入到Pt 中导致铁磁共振线宽增加. 与逆自旋霍尔效应产生的电压相比, 自旋整流效应的贡献较小, 但不可忽略. 本文工作有助于认清铁磁/非磁性金属材料中的自旋相关效应, 并提供了一种准确的分析逆自旋霍尔效应的方法.
NiFe/Pt双层薄膜样品在铁磁共振时, NiFe磁矩进动所产生的自旋流注入到Pt层中, 由于逆自旋霍尔效应产生直流电压VISHE, 此电压会叠加到NiFe薄膜由于自旋整流效应而产生的电压VSRE 上, 实验测量所得电压为VISHE和VSRE的叠加. 为了区分这两种不同机理对电压的贡献, 本文采取旋转外加静磁场的方法, 通过分析所测电压随磁场角度的变化从而分离出VISHE 的大小. 研究结果表明, 相比于单层NiFe(20 nm)薄膜样品, NiFe(20 nm)/Pt(10 nm)双层膜样品中由于NiFe自旋注入到Pt 中导致铁磁共振线宽增加. 与逆自旋霍尔效应产生的电压相比, 自旋整流效应的贡献较小, 但不可忽略. 本文工作有助于认清铁磁/非磁性金属材料中的自旋相关效应, 并提供了一种准确的分析逆自旋霍尔效应的方法.
设计了一种带有纳米天线的金属微腔结构, 以实现高强度表面等离子的定向激发. 在利用双狭缝结构实现表面等离子体波定向激发的基础上, 分别结合共振增强和干涉相长原理, 在传统结构的入射端面上添加纳米天线结构, 并增加狭缝通道数, 实现了定向激发的表面等离子体波的能量增强. 基于纳米天线的多通道高强度定向表面等离子体波激发装置结构简单, 系统紧凑, 并能够有效提高定向传播的表面等离子体波的能量密度和传播距离, 其对微纳光学传输和高密度光学集成领域等方面的研究具有重要意义.
设计了一种带有纳米天线的金属微腔结构, 以实现高强度表面等离子的定向激发. 在利用双狭缝结构实现表面等离子体波定向激发的基础上, 分别结合共振增强和干涉相长原理, 在传统结构的入射端面上添加纳米天线结构, 并增加狭缝通道数, 实现了定向激发的表面等离子体波的能量增强. 基于纳米天线的多通道高强度定向表面等离子体波激发装置结构简单, 系统紧凑, 并能够有效提高定向传播的表面等离子体波的能量密度和传播距离, 其对微纳光学传输和高密度光学集成领域等方面的研究具有重要意义.
德拜弛豫理论表明, 在频率为2.45 GHz的外加交变电磁场的作用下, 微波对极性分子的极化过程约为10-10 s, 因此利用微波固相反应可以在短时低温条件下制备出纳米粉体材料. 本文以MgH2代替Mg粉, 利用微波固相反应在低温下制备了Mg2Si0.4Sn0.6-yBiy (0 ≤y ≤q 0.03)固溶体, 并结合单带抛物线计算模型对其热电传输机理进行了分析. 研究结果表明: 利用该工艺可以有效抑制Mg的挥发和MgO 的生成, 在400 ℃保温15 min内即可完成MgH2与Si粉和Sn粉的固相反应, 获得片层间距为100 nm的超细化学计量比产物; 杂质Bi的引入可以有效增加载流子浓度, 并引起晶格畸变, 在晶格畸变和样品特有的纳米片层结构的协同作用下, 声子得到有效散射, 样品具有最低的热导率1.36 W·m-1·K-1. 较低的有效掺杂率和复杂的能带结构具有降低能带态密度有效质量和减小载流子弛豫时间的双刃效应, 使得本征激发提前, 在600 K样品取得最大ZT值为0.66.
德拜弛豫理论表明, 在频率为2.45 GHz的外加交变电磁场的作用下, 微波对极性分子的极化过程约为10-10 s, 因此利用微波固相反应可以在短时低温条件下制备出纳米粉体材料. 本文以MgH2代替Mg粉, 利用微波固相反应在低温下制备了Mg2Si0.4Sn0.6-yBiy (0 ≤y ≤q 0.03)固溶体, 并结合单带抛物线计算模型对其热电传输机理进行了分析. 研究结果表明: 利用该工艺可以有效抑制Mg的挥发和MgO 的生成, 在400 ℃保温15 min内即可完成MgH2与Si粉和Sn粉的固相反应, 获得片层间距为100 nm的超细化学计量比产物; 杂质Bi的引入可以有效增加载流子浓度, 并引起晶格畸变, 在晶格畸变和样品特有的纳米片层结构的协同作用下, 声子得到有效散射, 样品具有最低的热导率1.36 W·m-1·K-1. 较低的有效掺杂率和复杂的能带结构具有降低能带态密度有效质量和减小载流子弛豫时间的双刃效应, 使得本征激发提前, 在600 K样品取得最大ZT值为0.66.
磁通钉扎性能对GdBa2Cu3O7-δ超导块材的实际应用具有重要的影响, 而引入合适的第二相粒子可以改善GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的磁通钉扎性能.本文采用顶部籽晶熔融织构法成功地制备出纳米微粒BaFe12O19(x BaFe12O19 (x=0, 0.2 mol%, 0.4 mol%, 0.8 mol%)+ 10 wt%Ag2O+ 0.5 wt%Pt. 通过研究不同掺杂量的BaFe12O19微粒对GdBa2Cu3O7-δ 超导块材微观结构和超导性能的影响, 结果表明当掺杂量为0.2 mol%时, 样品的临界电流密度几乎在整个外加磁场下都有明显的提高.在零场下, 临界电流密度达到5.5× 104 A/cm2. 纳米微粒BaFe12O19不仅可以保持掺杂前的化学组成, 作为有效的钉扎中心存在于超导块材中, 并且能够改善Gd2BaCuO5粒子的分布和细化Gd2BaCuO5粒子, 使Gd2BaCuO5粒子的平均粒径由未掺杂时的1.4 μ m减小到掺杂后的0.79 μ m, 进而提高了超导块材的临界电流密度和俘获磁场, 明显提高了GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的超导性能.临界温度TC也有所提升, 并能够维持在92.5 K左右. 该结果为进一步研究纳米磁通钉扎中心的引入并改善GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的性能有着重要的意义.
磁通钉扎性能对GdBa2Cu3O7-δ超导块材的实际应用具有重要的影响, 而引入合适的第二相粒子可以改善GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的磁通钉扎性能.本文采用顶部籽晶熔融织构法成功地制备出纳米微粒BaFe12O19(x BaFe12O19 (x=0, 0.2 mol%, 0.4 mol%, 0.8 mol%)+ 10 wt%Ag2O+ 0.5 wt%Pt. 通过研究不同掺杂量的BaFe12O19微粒对GdBa2Cu3O7-δ 超导块材微观结构和超导性能的影响, 结果表明当掺杂量为0.2 mol%时, 样品的临界电流密度几乎在整个外加磁场下都有明显的提高.在零场下, 临界电流密度达到5.5× 104 A/cm2. 纳米微粒BaFe12O19不仅可以保持掺杂前的化学组成, 作为有效的钉扎中心存在于超导块材中, 并且能够改善Gd2BaCuO5粒子的分布和细化Gd2BaCuO5粒子, 使Gd2BaCuO5粒子的平均粒径由未掺杂时的1.4 μ m减小到掺杂后的0.79 μ m, 进而提高了超导块材的临界电流密度和俘获磁场, 明显提高了GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的超导性能.临界温度TC也有所提升, 并能够维持在92.5 K左右. 该结果为进一步研究纳米磁通钉扎中心的引入并改善GdBa2Cu3O7-δ 超导块材的性能有着重要的意义.
近年来, 磁性纳米管的物理性质和相关应用得到了人们的广泛关注. 利用有效场理论研究了纳米管上双模随机晶场中Blume-Capel模型的磁化强度和相变性质, 得到了系统的磁化强度与温度和随机晶场的关系及其相图. 结果表明: 系统在稀释晶场、交错晶场和同向晶场中会表现出不同的磁学性质和相变行为; 稀释晶场和交错晶场会抑制系统的磁化强度, 导致其基态饱和值小于1, 而同向晶场则不会; 随着随机晶场参量的变化, 系统存在多个相变温度, 并呈现出三临界现象和重入现象.
近年来, 磁性纳米管的物理性质和相关应用得到了人们的广泛关注. 利用有效场理论研究了纳米管上双模随机晶场中Blume-Capel模型的磁化强度和相变性质, 得到了系统的磁化强度与温度和随机晶场的关系及其相图. 结果表明: 系统在稀释晶场、交错晶场和同向晶场中会表现出不同的磁学性质和相变行为; 稀释晶场和交错晶场会抑制系统的磁化强度, 导致其基态饱和值小于1, 而同向晶场则不会; 随着随机晶场参量的变化, 系统存在多个相变温度, 并呈现出三临界现象和重入现象.
采用溶胶凝胶法制备Bi1-xCaxFeO3 (x=0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)陶瓷样品. X衍射图谱表明所有样品的主衍射峰均与纯相BiFeO3相符合且具有良好的晶体结构. 随着x的增大, Bi1-xCaxFeO3样品的主衍射峰由双峰(104)与(110) 逐渐重叠为单峰(110), 当x ≥0.15时, 样品呈现正方晶系结构; 扫描电镜形貌分析可知, 晶粒由原来的0.5 μm逐渐增大到2 μm. Bi1-xCaxFeO3样品介电常数和介电损耗随着x 的增加先增大而后减小. 当f=1 kHz, Bi0.9Ca0.1FeO3 的介电常数达到最大值, 是BiFeO3的7.5倍, 而Bi0.8Ca0.2FeO3的介电常数达到最小值, 仅仅是BiFeO3的十分之一. Bi1-xCaxFeO3样品所呈现的介电特性是由偶极子取向极化和空间电荷限制电流两种极化机理共同作用的结果. 随着Ca2+ 的引入, BiFeO3 样品的铁磁性显著提高. X射线光电子能谱图表明Fe2+和Fe3+ 共存于Bi1-xCaxFeO3 样品中, Fe2+/Fe3+比例随着Ca2+ 掺杂量的增加而增大, 证明Ca2+掺杂增加了Fe2+的含量, 增强BiFeO3的铁磁特性. 从M-T曲线观察到BiFeO3样品在878 K附近发生铁磁相变, 示差扫描量热法测试再次证明BiFeO3 在878 K发生相变. Ca2+掺杂使BiFeO3样品的TN略有变化而TM基本不变, 其主要原因是Fe-O-Fe反铁磁超交换作用的强弱和磁结构相对稳定.
采用溶胶凝胶法制备Bi1-xCaxFeO3 (x=0, 0.05, 0.1, 0.15, 0.2)陶瓷样品. X衍射图谱表明所有样品的主衍射峰均与纯相BiFeO3相符合且具有良好的晶体结构. 随着x的增大, Bi1-xCaxFeO3样品的主衍射峰由双峰(104)与(110) 逐渐重叠为单峰(110), 当x ≥0.15时, 样品呈现正方晶系结构; 扫描电镜形貌分析可知, 晶粒由原来的0.5 μm逐渐增大到2 μm. Bi1-xCaxFeO3样品介电常数和介电损耗随着x 的增加先增大而后减小. 当f=1 kHz, Bi0.9Ca0.1FeO3 的介电常数达到最大值, 是BiFeO3的7.5倍, 而Bi0.8Ca0.2FeO3的介电常数达到最小值, 仅仅是BiFeO3的十分之一. Bi1-xCaxFeO3样品所呈现的介电特性是由偶极子取向极化和空间电荷限制电流两种极化机理共同作用的结果. 随着Ca2+ 的引入, BiFeO3 样品的铁磁性显著提高. X射线光电子能谱图表明Fe2+和Fe3+ 共存于Bi1-xCaxFeO3 样品中, Fe2+/Fe3+比例随着Ca2+ 掺杂量的增加而增大, 证明Ca2+掺杂增加了Fe2+的含量, 增强BiFeO3的铁磁特性. 从M-T曲线观察到BiFeO3样品在878 K附近发生铁磁相变, 示差扫描量热法测试再次证明BiFeO3 在878 K发生相变. Ca2+掺杂使BiFeO3样品的TN略有变化而TM基本不变, 其主要原因是Fe-O-Fe反铁磁超交换作用的强弱和磁结构相对稳定.
采用溶胶-凝胶法在玻璃衬底上制备了过渡金属元素与F共掺杂Zn0.98-xTMxF0.02O (TMx=Cu0.02, Ni0.01, Mn0.05, Fe0.02, Co0.05)薄膜, 进而利用X射线衍射仪、扫描电子显微镜、紫外-可见透过谱、光致发光及振动样品磁强计等研究了薄膜的表面形貌、微结构、禁带宽度及光致发光(PL)和室温磁学特性. 研究表明: 掺杂离子都以替位的方式进入了ZnO晶格, 掺杂不会破坏ZnO的纤锌矿结构. 其中Zn0.93Co0.05F0.02O薄膜样品的颗粒尺寸最大, 薄膜的结晶度最好且c轴择优取向明显; Zn0.93Mn0.05F0.02O薄膜样品的颗粒尺寸最小, 薄膜结晶度最差且无明显的c轴择优取; Cu, Ni, Fe与F共掺杂样品的颗粒尺寸大小几乎相同. TM掺杂样品均表现出很高的透过率, 同时掺杂后的薄膜样品的禁带宽度都有不同程度的红移. PL谱观察到Zn0.98-xTMxF0.02O薄膜的发射峰主要由较强的紫外发射峰和较弱的蓝光发射峰组成. Zn0.93Mn0.05F0.02O薄膜样品的紫外发光峰最弱, 蓝光发射最强, 饱和磁化强度最大; 与之相反的是Zn0.96Cu0.02F0.02O薄膜, 其紫外发光峰最强, 蓝光发射最弱, 饱和磁化强度最小. 结合微结构和光学性质对Zn0.98-xTMxF0.02O薄膜的磁学性质进行了讨论.
采用溶胶-凝胶法在玻璃衬底上制备了过渡金属元素与F共掺杂Zn0.98-xTMxF0.02O (TMx=Cu0.02, Ni0.01, Mn0.05, Fe0.02, Co0.05)薄膜, 进而利用X射线衍射仪、扫描电子显微镜、紫外-可见透过谱、光致发光及振动样品磁强计等研究了薄膜的表面形貌、微结构、禁带宽度及光致发光(PL)和室温磁学特性. 研究表明: 掺杂离子都以替位的方式进入了ZnO晶格, 掺杂不会破坏ZnO的纤锌矿结构. 其中Zn0.93Co0.05F0.02O薄膜样品的颗粒尺寸最大, 薄膜的结晶度最好且c轴择优取向明显; Zn0.93Mn0.05F0.02O薄膜样品的颗粒尺寸最小, 薄膜结晶度最差且无明显的c轴择优取; Cu, Ni, Fe与F共掺杂样品的颗粒尺寸大小几乎相同. TM掺杂样品均表现出很高的透过率, 同时掺杂后的薄膜样品的禁带宽度都有不同程度的红移. PL谱观察到Zn0.98-xTMxF0.02O薄膜的发射峰主要由较强的紫外发射峰和较弱的蓝光发射峰组成. Zn0.93Mn0.05F0.02O薄膜样品的紫外发光峰最弱, 蓝光发射最强, 饱和磁化强度最大; 与之相反的是Zn0.96Cu0.02F0.02O薄膜, 其紫外发光峰最强, 蓝光发射最弱, 饱和磁化强度最小. 结合微结构和光学性质对Zn0.98-xTMxF0.02O薄膜的磁学性质进行了讨论.
研究了Mo覆盖层厚度对MgO/CoFeB结构磁各向异性的影响. 研究发现, 加平行磁场生长出来的MgO/CoFeB/Mo样品表现为面内各向异性, 并且随着CoFeB的厚度减小, 面内各向异性逐渐减弱; 在CoFeB厚度减小到1.1 nm时, 仍可以保持面内各向异性, 垂直方向的外加饱和场逐渐减少; 厚度在0.9 nm及以下的情况下, 面内各向异性消失. 改变Mo覆盖层厚度, 当tMo= 1.6 nm时, 垂直方向的饱和场最小. 当生长过程的磁场变为垂直磁场时, 不同厚度的Mo覆盖层对MgO/CoFeB 的磁各向异性影响不同. Mo厚度在1 nm及以下时MgO/CoFeB/Mo样品表现为面内各向异性, Mo覆盖层厚度在1.2和5 nm之间时样品出现了垂直磁各向异性; 并且垂直方向的矫顽力也发生了变化, Mo覆盖层厚度为1.4 nm时样品的磁滞损耗会大一些.
研究了Mo覆盖层厚度对MgO/CoFeB结构磁各向异性的影响. 研究发现, 加平行磁场生长出来的MgO/CoFeB/Mo样品表现为面内各向异性, 并且随着CoFeB的厚度减小, 面内各向异性逐渐减弱; 在CoFeB厚度减小到1.1 nm时, 仍可以保持面内各向异性, 垂直方向的外加饱和场逐渐减少; 厚度在0.9 nm及以下的情况下, 面内各向异性消失. 改变Mo覆盖层厚度, 当tMo= 1.6 nm时, 垂直方向的饱和场最小. 当生长过程的磁场变为垂直磁场时, 不同厚度的Mo覆盖层对MgO/CoFeB 的磁各向异性影响不同. Mo厚度在1 nm及以下时MgO/CoFeB/Mo样品表现为面内各向异性, Mo覆盖层厚度在1.2和5 nm之间时样品出现了垂直磁各向异性; 并且垂直方向的矫顽力也发生了变化, Mo覆盖层厚度为1.4 nm时样品的磁滞损耗会大一些.
提出了一种特殊自旋阀结构, 其极化层(钉扎层)磁矩沿面内方向, 自由层磁矩成磁涡旋结构. 自由层在形状上设计成左右两边厚度不同的阶梯形圆盘. 微磁学模拟研究发现, 通过调控所施加的高斯型脉冲电流的大小、方向和脉冲宽度, 可以实现磁涡旋的不同旋性、不同极性的组态控制. 分析了该结构中电流调控磁涡旋旋性和极性的物理原因和微观机理.
提出了一种特殊自旋阀结构, 其极化层(钉扎层)磁矩沿面内方向, 自由层磁矩成磁涡旋结构. 自由层在形状上设计成左右两边厚度不同的阶梯形圆盘. 微磁学模拟研究发现, 通过调控所施加的高斯型脉冲电流的大小、方向和脉冲宽度, 可以实现磁涡旋的不同旋性、不同极性的组态控制. 分析了该结构中电流调控磁涡旋旋性和极性的物理原因和微观机理.
研究了铌镁酸铅-钛酸铅铁电材料的铁电、介电性能对阴极发射阈值电压的影响, 以及铁电阴极发射电流与激励脉冲电压和抽取电压之间的关系, 并分析了其发射机理. 结果表明, 室温介电常数高、极化强度变化量大的弛豫铁电体0.9Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-0.1PbTiO3具有较小的发射阈值电压; 铁电阴极电子发射与快极化反转和等离子体的形成有关; 由极化反转所致电子发射的自发射电流随激励脉冲电压的增大呈幂律增长关系, 其发射电流开始于激励脉冲电压的下降沿; 在抽取电压较大时, 发射电流随抽取电压的增大呈线性增长关系, 说明大电流主要取决于抽取电压; 其发射电流开始于激励脉冲电压的上升沿, 与“三介点”处的场增强效应和等离子体的形成有关; 当抽取电压为2500 V 时, 得到的发射电流幅值为210 A, 相应的电流密度为447 A/cm2.
研究了铌镁酸铅-钛酸铅铁电材料的铁电、介电性能对阴极发射阈值电压的影响, 以及铁电阴极发射电流与激励脉冲电压和抽取电压之间的关系, 并分析了其发射机理. 结果表明, 室温介电常数高、极化强度变化量大的弛豫铁电体0.9Pb(Mg1/3Nb2/3)O3-0.1PbTiO3具有较小的发射阈值电压; 铁电阴极电子发射与快极化反转和等离子体的形成有关; 由极化反转所致电子发射的自发射电流随激励脉冲电压的增大呈幂律增长关系, 其发射电流开始于激励脉冲电压的下降沿; 在抽取电压较大时, 发射电流随抽取电压的增大呈线性增长关系, 说明大电流主要取决于抽取电压; 其发射电流开始于激励脉冲电压的上升沿, 与“三介点”处的场增强效应和等离子体的形成有关; 当抽取电压为2500 V 时, 得到的发射电流幅值为210 A, 相应的电流密度为447 A/cm2.
采用高温固相法制备了SrZn2(PO4)2:Sn2+(SZ2P:Sn2+), SrZn2(PO4)2:Mn2+(SZ2P:Mn2+), SrZn2 (PO4)2:Sn2+, Mn2+(SZ2P:Sn2+, Mn2+) 荧光粉. 通过X射线衍射、激发和发射光谱详细研究了荧光粉的物相和发光性质. 在SrZn2(PO4)2 基质中, Sn2+离子发射光谱是峰值位于461 nm宽带谱, 归属于Sn2+离子的3P1→1S0能级跃迁, SZ2P:Mn2+激发光谱由基质吸收带(200–300 nm)和位于352, 373, 419, 431和466 nm的一系列激发峰组成, 分别对应Mn2+离子的6A1(6S)→4E(4D), 6A1(6S)→4T2(4D), 6A1(6S)→[4A1(4G), 4E(4G)], 6A1(6S)→4T2(4G)和6A1(6S)→4T1(4G)能级跃迁, 因此, SZ2P:Sn2+ 的发射光谱与SZ2P:Mn2+的激发光谱有较大范围的重叠. 结果表明Sn2+对Mn2+发光有明显的敏化作用. 基于Dexter电多极相互作用能量传递公式和Reisfeld近似原理分析, 荧光粉SZ2P:Sn2+, Mn2+中Sn2+-Mn2+离子之间的能量传递机理属于电四极-电四极相互作用引起的共振能量传递, 并计算出Sn2+-Mn2+离子之间能量传递临界距离Rc ≈ 1.78 nm. 通过改变Sn2+, Mn2+离子掺杂浓度, 实现了荧光粉发光颜色的调节, 在254 nm短波紫外激发下荧光粉发出较强的蓝白光. 研究结果表明SZ2P:Sn2+, Mn2+荧光粉有望应用于紧凑型节能灯照明领域, 随着半导体紫外芯片技术的发展, 有潜力应用于未来的白光发光二极管照明领域.
采用高温固相法制备了SrZn2(PO4)2:Sn2+(SZ2P:Sn2+), SrZn2(PO4)2:Mn2+(SZ2P:Mn2+), SrZn2 (PO4)2:Sn2+, Mn2+(SZ2P:Sn2+, Mn2+) 荧光粉. 通过X射线衍射、激发和发射光谱详细研究了荧光粉的物相和发光性质. 在SrZn2(PO4)2 基质中, Sn2+离子发射光谱是峰值位于461 nm宽带谱, 归属于Sn2+离子的3P1→1S0能级跃迁, SZ2P:Mn2+激发光谱由基质吸收带(200–300 nm)和位于352, 373, 419, 431和466 nm的一系列激发峰组成, 分别对应Mn2+离子的6A1(6S)→4E(4D), 6A1(6S)→4T2(4D), 6A1(6S)→[4A1(4G), 4E(4G)], 6A1(6S)→4T2(4G)和6A1(6S)→4T1(4G)能级跃迁, 因此, SZ2P:Sn2+ 的发射光谱与SZ2P:Mn2+的激发光谱有较大范围的重叠. 结果表明Sn2+对Mn2+发光有明显的敏化作用. 基于Dexter电多极相互作用能量传递公式和Reisfeld近似原理分析, 荧光粉SZ2P:Sn2+, Mn2+中Sn2+-Mn2+离子之间的能量传递机理属于电四极-电四极相互作用引起的共振能量传递, 并计算出Sn2+-Mn2+离子之间能量传递临界距离Rc ≈ 1.78 nm. 通过改变Sn2+, Mn2+离子掺杂浓度, 实现了荧光粉发光颜色的调节, 在254 nm短波紫外激发下荧光粉发出较强的蓝白光. 研究结果表明SZ2P:Sn2+, Mn2+荧光粉有望应用于紧凑型节能灯照明领域, 随着半导体紫外芯片技术的发展, 有潜力应用于未来的白光发光二极管照明领域.
利用低温显微荧光光谱研究了IIa型、Ib型、Ia型金刚石的缺陷发光性质. 研究发现, 随着氮含量增加, 间隙原子及空位逐渐被氮原子所束缚, 从而使得GR1中心、533.5 nm及580 nm中心等本征缺陷发光减弱, 而氮-空位复合缺陷(NV中心)及523.7 nm中心等氮相关缺陷发光增强. 高温退火后, 间隙原子与空位可以自由移动, IIa型金刚石中出现了NV0中心, Ib型金刚石中只剩下了NV中心, Ia型金刚石中氮原子之间发生团聚, 出现了H3中心及N3中心. 另外, 氮作为施主原子, 有利于负电荷缺陷的形成, 如3H 中心、NV- 中心.
利用低温显微荧光光谱研究了IIa型、Ib型、Ia型金刚石的缺陷发光性质. 研究发现, 随着氮含量增加, 间隙原子及空位逐渐被氮原子所束缚, 从而使得GR1中心、533.5 nm及580 nm中心等本征缺陷发光减弱, 而氮-空位复合缺陷(NV中心)及523.7 nm中心等氮相关缺陷发光增强. 高温退火后, 间隙原子与空位可以自由移动, IIa型金刚石中出现了NV0中心, Ib型金刚石中只剩下了NV中心, Ia型金刚石中氮原子之间发生团聚, 出现了H3中心及N3中心. 另外, 氮作为施主原子, 有利于负电荷缺陷的形成, 如3H 中心、NV- 中心.
利用N型半导体纳米材料氧化铟锡(ITO)作为单CdSe/ZnS量子点的基质来抑制单量子点的荧光闪烁特性. 实验采用激光扫描共聚焦显微成像系统测量了单量子点荧光的亮、暗态持续时间的概率密度分布的指数截止的幂律特性, 并与直接吸附在SiO2玻片上的单CdSe/ZnS量子点的荧光特性进行比较. 研究发现处于ITO中的单量子点比SiO2玻片上的单量子点荧光亮态持续时间提高两个数量级, 掺杂于ITO中的单量子点的荧光寿命约减小为SiO2玻片上的单量子点的荧光寿命的41%, 并且寿命分布宽度变小50%.
利用N型半导体纳米材料氧化铟锡(ITO)作为单CdSe/ZnS量子点的基质来抑制单量子点的荧光闪烁特性. 实验采用激光扫描共聚焦显微成像系统测量了单量子点荧光的亮、暗态持续时间的概率密度分布的指数截止的幂律特性, 并与直接吸附在SiO2玻片上的单CdSe/ZnS量子点的荧光特性进行比较. 研究发现处于ITO中的单量子点比SiO2玻片上的单量子点荧光亮态持续时间提高两个数量级, 掺杂于ITO中的单量子点的荧光寿命约减小为SiO2玻片上的单量子点的荧光寿命的41%, 并且寿命分布宽度变小50%.
采用化学气相沉积方法, 利用Sb2O3/SnO作为源材料, 在蓝宝石衬底上制备出不同Sb掺杂量的SnO2薄膜, 并在此基础上制作出p-SnO2:Sb/n-SnO2同质p-n 结器件. 研究表明, 随着Sb含量的增加, 样品表面变得平滑, 晶粒尺寸逐渐增大, 且晶体质量有所改善, 发现少量Sb的掺入可以起到表面活化剂的作用. Hall测量结果证实适量Sb的掺杂可以使SnO2呈现p型导电特性, 当Sb2O3/SnO的质量比为1:5时, 其电学参数为最佳值. 此外, p-SnO2:Sb/n-SnO2同质p-n结器件展现出良好的整流特性, 其正向开启电压为3.4 V.
采用化学气相沉积方法, 利用Sb2O3/SnO作为源材料, 在蓝宝石衬底上制备出不同Sb掺杂量的SnO2薄膜, 并在此基础上制作出p-SnO2:Sb/n-SnO2同质p-n 结器件. 研究表明, 随着Sb含量的增加, 样品表面变得平滑, 晶粒尺寸逐渐增大, 且晶体质量有所改善, 发现少量Sb的掺入可以起到表面活化剂的作用. Hall测量结果证实适量Sb的掺杂可以使SnO2呈现p型导电特性, 当Sb2O3/SnO的质量比为1:5时, 其电学参数为最佳值. 此外, p-SnO2:Sb/n-SnO2同质p-n结器件展现出良好的整流特性, 其正向开启电压为3.4 V.
采用基于密度泛函理论第一性原理方法, 研究了对称性为Pmn21的正交结构聚阴离子型硅酸盐Li2FeSiO4及其相关脱锂相LiFeSiO4的电子结构, 并进一步采用玻尔兹曼理论对其输运性质进行计算. 电荷密度分析表明, 由于强Si–O共价键的存在使Li2FeSiO4晶体结构在嵌脱锂过程中始终保持稳定, 体积变化率只有2.7%. 能带结构与态密度计算结果表明, 费米能级附近的电子结构主要受Fe-d轨道中电子的影响, Li2FeSiO4 的带隙宽度明显小于LiFeSiO4, 说明前者的电子输运能力优于后者. 输运性质计算表明, 电导率在300–800 K时对温度的变化并不敏感, 同时也证明了Li2FeSiO4晶体的电导率大于LiFeSiO4晶体, 与能带和态密度分析结论一致.
采用基于密度泛函理论第一性原理方法, 研究了对称性为Pmn21的正交结构聚阴离子型硅酸盐Li2FeSiO4及其相关脱锂相LiFeSiO4的电子结构, 并进一步采用玻尔兹曼理论对其输运性质进行计算. 电荷密度分析表明, 由于强Si–O共价键的存在使Li2FeSiO4晶体结构在嵌脱锂过程中始终保持稳定, 体积变化率只有2.7%. 能带结构与态密度计算结果表明, 费米能级附近的电子结构主要受Fe-d轨道中电子的影响, Li2FeSiO4 的带隙宽度明显小于LiFeSiO4, 说明前者的电子输运能力优于后者. 输运性质计算表明, 电导率在300–800 K时对温度的变化并不敏感, 同时也证明了Li2FeSiO4晶体的电导率大于LiFeSiO4晶体, 与能带和态密度分析结论一致.
在电离辐射速率理论的基础上, 结合电离辐射诱导植物的微观与宏观生物效应, 建立了电离辐射致植物诱变效应的损伤-修复模型. 通过对理论模型平衡态的数值求解, 研究了辐照植物各状态相对浓度随电离辐射剂量的变化. 研究表明当考虑植物的修复作用时, 理论模型能够给出马鞍型的植物存活率-剂量关系. 为进一步验证模型, 对重离子7Li辐射玉米自交系的实验数据进行理论模型拟合, 确定重离子辐射玉米的诱变效应参数, 理论计算的结果与实验数据符合较好. 电离辐射诱导植物的损伤-修复模型的建立为电离辐射诱导植物生物效应的机理研究和辐射诱变植物育种提供了理论依据和参考.
在电离辐射速率理论的基础上, 结合电离辐射诱导植物的微观与宏观生物效应, 建立了电离辐射致植物诱变效应的损伤-修复模型. 通过对理论模型平衡态的数值求解, 研究了辐照植物各状态相对浓度随电离辐射剂量的变化. 研究表明当考虑植物的修复作用时, 理论模型能够给出马鞍型的植物存活率-剂量关系. 为进一步验证模型, 对重离子7Li辐射玉米自交系的实验数据进行理论模型拟合, 确定重离子辐射玉米的诱变效应参数, 理论计算的结果与实验数据符合较好. 电离辐射诱导植物的损伤-修复模型的建立为电离辐射诱导植物生物效应的机理研究和辐射诱变植物育种提供了理论依据和参考.
神经运动控制中脑肌电同步特征可以反映皮层与肌肉之间的功能联系. 为定量研究脑电和肌电信号在不同时间尺度上的同步耦合特征, 提出多尺度传递熵方法实现静态握力输出下的脑肌电耦合分析: 对同步采集的头皮脑电信号(EEG) 和表面肌电信号(EMG)进行多尺度化, 计算不同尺度因子下EEG与EMG间的传递熵值, 获取不同耦合方向(EEG→EMG及EMG→EEG)上的非线性脑肌电耦合特征; 进一步计算功能频段下的显著性面积指标, 定量分析不同尺度下皮层肌肉功能耦合强度的差异. 分析结果显示, 静态握力输出时beta频段(15–35 Hz)皮层肌肉功能耦合特征显著, 且beta2频段(25–35 Hz)在不同尺度上EEG→EMG方向的耦合强度大于EMG→EEG方向, 耦合强度最大值和方向间耦合强度差异显著值均出现于较高时间尺度. 研究结果揭示: 皮层肌肉功能耦合具有双向性, 且耦合强度在不同时间尺度和不同功能频段上有所差异, 可利用多尺度传递熵定量刻画大脑皮层与肌肉之间的非线性同步特征及功能联系.
神经运动控制中脑肌电同步特征可以反映皮层与肌肉之间的功能联系. 为定量研究脑电和肌电信号在不同时间尺度上的同步耦合特征, 提出多尺度传递熵方法实现静态握力输出下的脑肌电耦合分析: 对同步采集的头皮脑电信号(EEG) 和表面肌电信号(EMG)进行多尺度化, 计算不同尺度因子下EEG与EMG间的传递熵值, 获取不同耦合方向(EEG→EMG及EMG→EEG)上的非线性脑肌电耦合特征; 进一步计算功能频段下的显著性面积指标, 定量分析不同尺度下皮层肌肉功能耦合强度的差异. 分析结果显示, 静态握力输出时beta频段(15–35 Hz)皮层肌肉功能耦合特征显著, 且beta2频段(25–35 Hz)在不同尺度上EEG→EMG方向的耦合强度大于EMG→EEG方向, 耦合强度最大值和方向间耦合强度差异显著值均出现于较高时间尺度. 研究结果揭示: 皮层肌肉功能耦合具有双向性, 且耦合强度在不同时间尺度和不同功能频段上有所差异, 可利用多尺度传递熵定量刻画大脑皮层与肌肉之间的非线性同步特征及功能联系.
利用价格低廉、性能优良的金属纳米颗粒增强太阳电池的光吸收具有广阔的应用前景. 通过建立三维数值模型, 模拟了微晶硅薄膜电池前表面周期性分布的Al纳米颗粒阵列对电池光吸收的影响, 并对其结构参数进行了优化. 模拟结果表明: 对于球状Al纳米颗粒阵列, 影响电池光吸收的关键参数是周期P与半径R的比值, 或者说是颗粒的表面覆盖度; 当P/R=4–5时, 总的光吸收较参考电池提高可达20%. 与球状颗粒相比, 优化后的半球状Al纳米颗粒阵列可获得更好的陷光效果, 但后者对颗粒半径R的变化较敏感. 另外, 结合电场分布, 对电池光吸收增强的物理机理进行了分析.
利用价格低廉、性能优良的金属纳米颗粒增强太阳电池的光吸收具有广阔的应用前景. 通过建立三维数值模型, 模拟了微晶硅薄膜电池前表面周期性分布的Al纳米颗粒阵列对电池光吸收的影响, 并对其结构参数进行了优化. 模拟结果表明: 对于球状Al纳米颗粒阵列, 影响电池光吸收的关键参数是周期P与半径R的比值, 或者说是颗粒的表面覆盖度; 当P/R=4–5时, 总的光吸收较参考电池提高可达20%. 与球状颗粒相比, 优化后的半球状Al纳米颗粒阵列可获得更好的陷光效果, 但后者对颗粒半径R的变化较敏感. 另外, 结合电场分布, 对电池光吸收增强的物理机理进行了分析.
为了研究太阳高纬度和低纬度活动现象在南北半球的混沌与分形特征, 结合递归分析方法与Grassberger-Procaccia算法两种技术对1952年2月至1998年6月的极区光斑和黑子数目两种太阳磁活动指标进行了详细分析和比较. 主要结论如下: 1)由于太阳活动现象与磁场的时空演化密切相关, 导致太阳活动在南半球和北半球的混沌与分形特征具有不对称性, 太阳高纬度和低纬度活动现象的混沌与分形特征具有差异性; 2)太阳高纬度活动现象比低纬度活动现象具有更强的混沌程度和更复杂的分形结构, 其中太阳高纬度活动现象在北半球具有最强的混沌程度和最复杂的分形结构.
为了研究太阳高纬度和低纬度活动现象在南北半球的混沌与分形特征, 结合递归分析方法与Grassberger-Procaccia算法两种技术对1952年2月至1998年6月的极区光斑和黑子数目两种太阳磁活动指标进行了详细分析和比较. 主要结论如下: 1)由于太阳活动现象与磁场的时空演化密切相关, 导致太阳活动在南半球和北半球的混沌与分形特征具有不对称性, 太阳高纬度和低纬度活动现象的混沌与分形特征具有差异性; 2)太阳高纬度活动现象比低纬度活动现象具有更强的混沌程度和更复杂的分形结构, 其中太阳高纬度活动现象在北半球具有最强的混沌程度和最复杂的分形结构.
扩张型正则量子化方案的核心内容是位置、动量以及哈密顿量同时量子化. 通过分析悬链面上粒子的扩张型正则量子化方案, 并且与薛定谔理论进行比较, 发现内禀几何中二维悬链面给不出与薛定谔理论相一致的结果, 而考虑将二维悬链面嵌入在三维欧氏空间之后, 还需要将正则量子化方案进行扩张, 可以得到体系的几何势能和几何动量, 并与薛定谔理论相一致.
扩张型正则量子化方案的核心内容是位置、动量以及哈密顿量同时量子化. 通过分析悬链面上粒子的扩张型正则量子化方案, 并且与薛定谔理论进行比较, 发现内禀几何中二维悬链面给不出与薛定谔理论相一致的结果, 而考虑将二维悬链面嵌入在三维欧氏空间之后, 还需要将正则量子化方案进行扩张, 可以得到体系的几何势能和几何动量, 并与薛定谔理论相一致.