量子投影噪声是影响光晶格钟的一个重要参数, 提高磁光阱中装载率有利于降低量子投影噪声, 可提升光晶格钟的性能. 针对实验所用的汞原子单腔磁光阱, 本文分析并计算了磁光阱中汞原子受力情况和一维运动规律, 在此基础上用随机数方法对磁光阱中汞原子三维装载进行了数值计算, 获得了磁光阱中的稳态原子数, 研究了磁光阱的冷却激光的光强、失谐量以及磁场梯度等参数对稳态原子数的影响, 得出了获得最优装载率的实验参数. 涉及的计算方法和结论对汞原子光晶格钟的实验设计具有参考价值.
量子投影噪声是影响光晶格钟的一个重要参数, 提高磁光阱中装载率有利于降低量子投影噪声, 可提升光晶格钟的性能. 针对实验所用的汞原子单腔磁光阱, 本文分析并计算了磁光阱中汞原子受力情况和一维运动规律, 在此基础上用随机数方法对磁光阱中汞原子三维装载进行了数值计算, 获得了磁光阱中的稳态原子数, 研究了磁光阱的冷却激光的光强、失谐量以及磁场梯度等参数对稳态原子数的影响, 得出了获得最优装载率的实验参数. 涉及的计算方法和结论对汞原子光晶格钟的实验设计具有参考价值.
大规模量子通信网络中, 采用量子分组传输技术能有效提升发送节点的吞吐量, 提高网络中链路的利用率, 增强通信的抗干扰性能. 然而量子分组的快速传输与路由器性能息息相关. 路由器性能瓶颈将严重影响网络的可扩展性和链路的传输效率. 本文提出一种量子通信网络分层结构, 并根据量子密集编码和量子隐形传态理论, 给出一种基于分层的量子分组信息传输方案, 实现端到端的量子信息传输. 该方案先将量子分组按照目的地址进行聚类, 再按聚类后的地址进行传输. 仿真结果表明, 基于分层的量子分组信息传输方案能够有效减少量子分组信息在量子通信网络中的传输时间, 并且所减少的时间与量子路由器性能与发送的量子分组数量有关. 因此, 本文提出的量子分组信息传输方案适用于大规模量子通信网络的构建.
大规模量子通信网络中, 采用量子分组传输技术能有效提升发送节点的吞吐量, 提高网络中链路的利用率, 增强通信的抗干扰性能. 然而量子分组的快速传输与路由器性能息息相关. 路由器性能瓶颈将严重影响网络的可扩展性和链路的传输效率. 本文提出一种量子通信网络分层结构, 并根据量子密集编码和量子隐形传态理论, 给出一种基于分层的量子分组信息传输方案, 实现端到端的量子信息传输. 该方案先将量子分组按照目的地址进行聚类, 再按聚类后的地址进行传输. 仿真结果表明, 基于分层的量子分组信息传输方案能够有效减少量子分组信息在量子通信网络中的传输时间, 并且所减少的时间与量子路由器性能与发送的量子分组数量有关. 因此, 本文提出的量子分组信息传输方案适用于大规模量子通信网络的构建.
针对时间序列预测, 在单隐层前馈神经网络的基础上, 基于进化计算的优化策略, 提出了一种优化的核极限学习机(optimized kernel extreme learning machine, O-KELM)方法. 与极限学习机(extreme learning machine, ELM)方法相比, 核极限学习机(kernel extreme learning machine, KELM)方法无须设定网络隐含层节点的数目, 以核函数表示未知的隐含层非线性特征映射, 通过正则化最小二乘算法计算网络的输出权值, 它能以极快的学习速度获得良好的推广性. 在KELM的基础上, 分别将遗传算法、模拟退火、微分演化三种进化算法用于模型的结构输入选择、正则化系数以及核参数的优化选取, 以进一步提高网络的性能. 将O-KELM方法应用于标准Mackey-Glass混沌时间序列预测及某地区的风电功率时间序列预测实例中, 在同等条件下, 还与优化的极限学习机(optimized extreme learning machine, O-ELM)方法进行比较. 实验结果表明, 所提出的O-KELM方法在预测精度上优于O-ELM方法, 表明了其有效性.
针对时间序列预测, 在单隐层前馈神经网络的基础上, 基于进化计算的优化策略, 提出了一种优化的核极限学习机(optimized kernel extreme learning machine, O-KELM)方法. 与极限学习机(extreme learning machine, ELM)方法相比, 核极限学习机(kernel extreme learning machine, KELM)方法无须设定网络隐含层节点的数目, 以核函数表示未知的隐含层非线性特征映射, 通过正则化最小二乘算法计算网络的输出权值, 它能以极快的学习速度获得良好的推广性. 在KELM的基础上, 分别将遗传算法、模拟退火、微分演化三种进化算法用于模型的结构输入选择、正则化系数以及核参数的优化选取, 以进一步提高网络的性能. 将O-KELM方法应用于标准Mackey-Glass混沌时间序列预测及某地区的风电功率时间序列预测实例中, 在同等条件下, 还与优化的极限学习机(optimized extreme learning machine, O-ELM)方法进行比较. 实验结果表明, 所提出的O-KELM方法在预测精度上优于O-ELM方法, 表明了其有效性.
针对悬臂梁振动能量采集器在大振幅振动下梁容易断裂的缺点, 本文提出了一种基于摆式结构的具有宽频和倍频特性的振动能量采集器, 该采集器由两个Terfenol-D/PMN-PT/Terfenol-D磁电换能器和嵌有六个磁铁的旋转摆构成. 文中建立了摆式结构的摆动方程, 分析了采集器的频率响应特性以及谐振时的机-磁-电转换特性, 并对采集器输出电压波形进行了频谱分析. 理论和实验研究表明: 该采集器具有宽频和倍频特性, 采集器样机在1 g (1 g=9.8 m/s2)有效值加速度振动下, 向下扫频时的半功率带宽达到4.8 Hz, 且能在f=16.9 Hz的振动下获得3.569 mW的负载功率. 利用双换能器以及采集器的倍频和宽频特性, 能有效地提高低频时采集器的输出功率.
针对悬臂梁振动能量采集器在大振幅振动下梁容易断裂的缺点, 本文提出了一种基于摆式结构的具有宽频和倍频特性的振动能量采集器, 该采集器由两个Terfenol-D/PMN-PT/Terfenol-D磁电换能器和嵌有六个磁铁的旋转摆构成. 文中建立了摆式结构的摆动方程, 分析了采集器的频率响应特性以及谐振时的机-磁-电转换特性, 并对采集器输出电压波形进行了频谱分析. 理论和实验研究表明: 该采集器具有宽频和倍频特性, 采集器样机在1 g (1 g=9.8 m/s2)有效值加速度振动下, 向下扫频时的半功率带宽达到4.8 Hz, 且能在f=16.9 Hz的振动下获得3.569 mW的负载功率. 利用双换能器以及采集器的倍频和宽频特性, 能有效地提高低频时采集器的输出功率.
文章对纤锌矿结构GaN外延层薄膜的热膨胀行为进行了研究, 结合热膨胀系数的物理意义与变温Raman散射时声子频移的变化规律, 研究了热膨胀系数与变温Raman散射之间的关系. 结果 表明: 通过测量Raman声子 E2 (high), A1 (TO)和E1 (TO)频移与温度之间的线性关系, 结合相应声子Gruneisen参数的涵义, 可对纤锌矿结构GaN外延层薄膜在一定温度范围内的热膨胀系数进行测量. 本文提供了一种表征纤锌矿结构GaN外延层薄膜热膨胀行为的有效方法, 为进一步研究III族氮化物外延层薄膜在生长过程中热膨胀系数的匹配、降低外延层薄膜中的位错密度并提高发光二极管的发光效率提供了理论依据.
文章对纤锌矿结构GaN外延层薄膜的热膨胀行为进行了研究, 结合热膨胀系数的物理意义与变温Raman散射时声子频移的变化规律, 研究了热膨胀系数与变温Raman散射之间的关系. 结果 表明: 通过测量Raman声子 E2 (high), A1 (TO)和E1 (TO)频移与温度之间的线性关系, 结合相应声子Gruneisen参数的涵义, 可对纤锌矿结构GaN外延层薄膜在一定温度范围内的热膨胀系数进行测量. 本文提供了一种表征纤锌矿结构GaN外延层薄膜热膨胀行为的有效方法, 为进一步研究III族氮化物外延层薄膜在生长过程中热膨胀系数的匹配、降低外延层薄膜中的位错密度并提高发光二极管的发光效率提供了理论依据.
石墨炔衍生物比石墨烯具有更多样化的原子结构, 因而具有潜在的更丰富的电子结构. 通过第一性原理密度泛函理论研究方法系统研究了 石墨炔衍生物的结构稳定性、原子构型和电子结构. 本文计算的 石墨炔衍生物系列体系由六边形碳环(各边原子数N= 1-10)通过顶点相连而成. 对结构与能量的计算分析表明: 当N为偶数时, 石墨炔拥有单、三键交替的C-C键结构, 其能量比N为奇数时, 拥有连续C=C双键的石墨炔衍生物更稳定. 计算的能带结构和态密度显示: 根据碳环各边原子个数N的奇偶性不同, 石墨炔可呈现金属性(N为奇数时)或半导体特性(N为偶数时). 该奇偶依赖的原子构型和电学性质是由Jahn-Teller畸变效应导致, 与碳环各边原子碳链的实际长度无关. 计算发现部分半导体 石墨炔(N= 2, 6, 10) 呈现狄拉克锥能带特征, 其带隙约10 meV, 且具有0.255106-0.414106 m/s 的高电子速度, 约为石墨烯电子速度的30%-50%. 本密度泛函理论研究表明, 将sp杂化碳原子引入石墨烯六边形碳环的边上, 可通过控制六边形各边原子个数的奇偶性调制其金属和半导体电子特性或狄拉克锥的形成, 为免掺杂和缺陷调控纳米碳材料的电学性质和设计碳基纳米电子器件提供了理论依据.
石墨炔衍生物比石墨烯具有更多样化的原子结构, 因而具有潜在的更丰富的电子结构. 通过第一性原理密度泛函理论研究方法系统研究了 石墨炔衍生物的结构稳定性、原子构型和电子结构. 本文计算的 石墨炔衍生物系列体系由六边形碳环(各边原子数N= 1-10)通过顶点相连而成. 对结构与能量的计算分析表明: 当N为偶数时, 石墨炔拥有单、三键交替的C-C键结构, 其能量比N为奇数时, 拥有连续C=C双键的石墨炔衍生物更稳定. 计算的能带结构和态密度显示: 根据碳环各边原子个数N的奇偶性不同, 石墨炔可呈现金属性(N为奇数时)或半导体特性(N为偶数时). 该奇偶依赖的原子构型和电学性质是由Jahn-Teller畸变效应导致, 与碳环各边原子碳链的实际长度无关. 计算发现部分半导体 石墨炔(N= 2, 6, 10) 呈现狄拉克锥能带特征, 其带隙约10 meV, 且具有0.255106-0.414106 m/s 的高电子速度, 约为石墨烯电子速度的30%-50%. 本密度泛函理论研究表明, 将sp杂化碳原子引入石墨烯六边形碳环的边上, 可通过控制六边形各边原子个数的奇偶性调制其金属和半导体电子特性或狄拉克锥的形成, 为免掺杂和缺陷调控纳米碳材料的电学性质和设计碳基纳米电子器件提供了理论依据.
在已有大气传输模型的基础上, 发展了新的太赫兹波大气传输衰减与色散模型, 对宽频太赫兹波在真实大气中传输的衰减和色散特性进行了数值模拟研究. 改进太赫兹时域光谱技术, 对0.3-2.0 THz频段太赫兹波的大气传输特性进行了透射光谱测量, 并得到了一组连续吸收参数. 比对发现实验窗口区强度和吸收峰的位置都与计算结果符合得很好. 据此选取了三个可行的信道: 340, 410和667 GHz窗口区, 利用线性色散理论和无线通信原理分别从物理上精确地计算了这些信道的群速色散参数和信道容量, 并分析了影响最大传输数据率的因素-天线增益. 研究结果表明: 太赫兹波大气传输1 km时, 这三个信道群速色散很小, 信号不易被展宽; 最大传输速率达十几Gbps, 高于单模光纤, 但需要更高的天线增益.
在已有大气传输模型的基础上, 发展了新的太赫兹波大气传输衰减与色散模型, 对宽频太赫兹波在真实大气中传输的衰减和色散特性进行了数值模拟研究. 改进太赫兹时域光谱技术, 对0.3-2.0 THz频段太赫兹波的大气传输特性进行了透射光谱测量, 并得到了一组连续吸收参数. 比对发现实验窗口区强度和吸收峰的位置都与计算结果符合得很好. 据此选取了三个可行的信道: 340, 410和667 GHz窗口区, 利用线性色散理论和无线通信原理分别从物理上精确地计算了这些信道的群速色散参数和信道容量, 并分析了影响最大传输数据率的因素-天线增益. 研究结果表明: 太赫兹波大气传输1 km时, 这三个信道群速色散很小, 信号不易被展宽; 最大传输速率达十几Gbps, 高于单模光纤, 但需要更高的天线增益.
太赫兹波长和典型卷云的冰晶粒子尺度处于同一量级, 其在遥感卷云微物理参数(粒子尺度和冰水路径)方面具有广阔的应用前景. 为了评估卷云微物理参数对太赫兹波传输特性的影响及其在太赫兹波段的敏感性, 基于大气辐射传输模式分别模拟计算了晴空和有云条件下大气层顶的太赫兹辐射光谱特征, 分析了这两种条件下辐射亮温差值的特点, 研究了卷云冰晶粒子形状、粒子尺度及冰水路径对太赫兹辐射传输特性的影响, 并定量计算了相关敏感系数. 结果表明: 卷云冰晶粒子形状、粒子尺度、冰水路径等对太赫兹波传输特性均有不同程度的影响, 卷云效应也因通道频率而异, 太赫兹波对卷云的粒子尺度和冰水路径有较高的敏感性, 是理论上被动遥感卷云微物理特性的最佳波段. 研究结果对于进一步发展太赫兹波被动遥感卷云技术、提高卷云参数的反演精度具有重要意义.
太赫兹波长和典型卷云的冰晶粒子尺度处于同一量级, 其在遥感卷云微物理参数(粒子尺度和冰水路径)方面具有广阔的应用前景. 为了评估卷云微物理参数对太赫兹波传输特性的影响及其在太赫兹波段的敏感性, 基于大气辐射传输模式分别模拟计算了晴空和有云条件下大气层顶的太赫兹辐射光谱特征, 分析了这两种条件下辐射亮温差值的特点, 研究了卷云冰晶粒子形状、粒子尺度及冰水路径对太赫兹辐射传输特性的影响, 并定量计算了相关敏感系数. 结果表明: 卷云冰晶粒子形状、粒子尺度、冰水路径等对太赫兹波传输特性均有不同程度的影响, 卷云效应也因通道频率而异, 太赫兹波对卷云的粒子尺度和冰水路径有较高的敏感性, 是理论上被动遥感卷云微物理特性的最佳波段. 研究结果对于进一步发展太赫兹波被动遥感卷云技术、提高卷云参数的反演精度具有重要意义.
理论分析了共振无源腔对飞秒脉冲激光的强度和相位噪声的转化模型, 分析表明, 通过测量无源腔透射场或者反射场相对于输入场强度噪声的变化, 可以间接得到输入场飞秒脉冲激光的相位噪声. 在此基础上设计了精细度约为1500、自由光谱区为75 MHz 的八镜环形共振无源腔, 并测量了钛宝石锁模激光经过该共振无源腔后透射场和反射场强度噪声的变化. 实验观察到, 飞秒脉冲激光经过无源腔透射后, 强度噪声特性得到较好改善, 在探测频率2 MHz附近达到散粒噪声极限. 同时, 结合共振无源腔对激光强度和相位噪声的转化模型, 间接给出了钛宝石锁模激光的相位噪声及无源腔对相位噪声的有效抑制作用.
理论分析了共振无源腔对飞秒脉冲激光的强度和相位噪声的转化模型, 分析表明, 通过测量无源腔透射场或者反射场相对于输入场强度噪声的变化, 可以间接得到输入场飞秒脉冲激光的相位噪声. 在此基础上设计了精细度约为1500、自由光谱区为75 MHz 的八镜环形共振无源腔, 并测量了钛宝石锁模激光经过该共振无源腔后透射场和反射场强度噪声的变化. 实验观察到, 飞秒脉冲激光经过无源腔透射后, 强度噪声特性得到较好改善, 在探测频率2 MHz附近达到散粒噪声极限. 同时, 结合共振无源腔对激光强度和相位噪声的转化模型, 间接给出了钛宝石锁模激光的相位噪声及无源腔对相位噪声的有效抑制作用.
设计了一种工作于X波段的基于共享孔径Fabry-Perot(F-P)谐振腔结构的宽带高增益磁电偶极子微带天线, 并设计了三种不同尺寸的双层FSS单元, 通过共享孔径布阵组成了超材料覆层. 利用三种FSS单元的相位补偿特性, 有效拓展了覆层天线的增益带宽. 实测和仿真结果均表明, 加载超材料覆层后, 磁电偶极子天线在7.8- 12.3 GHz内S11-10 dB, 相对带宽达到44.7%, 覆盖整个X波段. 天线增益在7.9-12.1 GHz 内均有明显的提高, 最大提高了7 dB. 相较于传统的F-P谐振腔结构覆层天线, 设计的基于共享孔径的F-P谐振型超材料覆层天线能够明显拓展天线增益带宽, 在新型宽带高增益天线设计方面具有广阔的应用前景.
设计了一种工作于X波段的基于共享孔径Fabry-Perot(F-P)谐振腔结构的宽带高增益磁电偶极子微带天线, 并设计了三种不同尺寸的双层FSS单元, 通过共享孔径布阵组成了超材料覆层. 利用三种FSS单元的相位补偿特性, 有效拓展了覆层天线的增益带宽. 实测和仿真结果均表明, 加载超材料覆层后, 磁电偶极子天线在7.8- 12.3 GHz内S11-10 dB, 相对带宽达到44.7%, 覆盖整个X波段. 天线增益在7.9-12.1 GHz 内均有明显的提高, 最大提高了7 dB. 相较于传统的F-P谐振腔结构覆层天线, 设计的基于共享孔径的F-P谐振型超材料覆层天线能够明显拓展天线增益带宽, 在新型宽带高增益天线设计方面具有广阔的应用前景.
光子晶体微腔和量子点的集成是实现量子信息处理非常具有潜力的平台之一, 利用微腔和量子点的耦合可以制备纠缠光子对, 实现对量子态的操控. 因为光子晶体微腔具有品质因子高、模场体积小等优点, 可以极大地增强光与物质之间的相互作用, 从而易于实现量子态在不同物理体系之间的转换. 通过单量子点和光子晶体H1微腔的耦合可以产生纠缠光子对, 因为H1微腔具有简并的、模式偏振正交的基态模式. 通常微腔模式的激发随着量子点在微腔中的位置变化而改变, 本文用时域有限差分方法研究了偶极子光源的位置及偏振对激发光子晶体H1微腔模式的影响. 结果表明: 通过改变偶极子光源位置可以选择性地激发H1 微腔简并模式中的一个; 具有某一偏振的偶极子光源只能激发相应偏振的微腔模式; 模式激发强度的大小也是由偶极子光源在微腔中的位置决定的. 鉴于目前量子点在微腔中的位置尚不能精确控制, 所以微腔模式受激发光源位置的影响的研究具有重要意义.
光子晶体微腔和量子点的集成是实现量子信息处理非常具有潜力的平台之一, 利用微腔和量子点的耦合可以制备纠缠光子对, 实现对量子态的操控. 因为光子晶体微腔具有品质因子高、模场体积小等优点, 可以极大地增强光与物质之间的相互作用, 从而易于实现量子态在不同物理体系之间的转换. 通过单量子点和光子晶体H1微腔的耦合可以产生纠缠光子对, 因为H1微腔具有简并的、模式偏振正交的基态模式. 通常微腔模式的激发随着量子点在微腔中的位置变化而改变, 本文用时域有限差分方法研究了偶极子光源的位置及偏振对激发光子晶体H1微腔模式的影响. 结果表明: 通过改变偶极子光源位置可以选择性地激发H1 微腔简并模式中的一个; 具有某一偏振的偶极子光源只能激发相应偏振的微腔模式; 模式激发强度的大小也是由偶极子光源在微腔中的位置决定的. 鉴于目前量子点在微腔中的位置尚不能精确控制, 所以微腔模式受激发光源位置的影响的研究具有重要意义.
光子晶体是由两种或两种以上不同介电常数材料所构成的周期性光学纳米结构. 光子晶体结构可分为一维、二维和三维, 其中二维光子晶体已成为研究的热点. 可调带隙的二维光子晶体可以设计出新型的光学器件, 因此, 对它的研究具有重要的理论意义和应用价值. 本文提出的二维新型函数光子晶体可以实现光子晶体带隙的可调性. 所谓二维函数光子晶体, 即组成它的介质柱的介电常数是空间坐标的函数, 它不同于介电常数为常数的二维常规光子晶体. 二维函数光子晶体是通过光折变非线性光学效应或电光效应使介质柱的介电常数成为空间坐标的函数. 运用平面波展开法给出了TE和TM波的本征方程, 由傅里叶变换得到二维函数光子晶体介电常数 (r) 的傅里叶变换 (G), 其傅里叶变换比常规二维光子晶体的复杂. 计算发现当介质柱介电常数为常数时, 其傅里叶变换与常规二维光子晶体的相同, 因此二维常规光子晶体是二维函数光子晶体的特例. 在此基础上具体研究了二维函数光子晶体TE波和TM波的带隙结构, 其介质柱介电常数函数形式取为 (r) = kr + b, 其中k, b为可调的参数. 并与二维常规光子晶体TE波和TM波的带隙结构进行了比较, 发现二维函数光子晶体与二维常规光子晶体TE波和TM波的带隙结构有明显的区别, 二维函数光子晶体的带隙数目、位置以及宽度随参数k的变化而发生改变. 从而实现了二维函数光子晶体带隙结构的可调性, 为基于二维光子晶体的光学器件的设计提供了新的设计方法和重要的理论依据.
光子晶体是由两种或两种以上不同介电常数材料所构成的周期性光学纳米结构. 光子晶体结构可分为一维、二维和三维, 其中二维光子晶体已成为研究的热点. 可调带隙的二维光子晶体可以设计出新型的光学器件, 因此, 对它的研究具有重要的理论意义和应用价值. 本文提出的二维新型函数光子晶体可以实现光子晶体带隙的可调性. 所谓二维函数光子晶体, 即组成它的介质柱的介电常数是空间坐标的函数, 它不同于介电常数为常数的二维常规光子晶体. 二维函数光子晶体是通过光折变非线性光学效应或电光效应使介质柱的介电常数成为空间坐标的函数. 运用平面波展开法给出了TE和TM波的本征方程, 由傅里叶变换得到二维函数光子晶体介电常数 (r) 的傅里叶变换 (G), 其傅里叶变换比常规二维光子晶体的复杂. 计算发现当介质柱介电常数为常数时, 其傅里叶变换与常规二维光子晶体的相同, 因此二维常规光子晶体是二维函数光子晶体的特例. 在此基础上具体研究了二维函数光子晶体TE波和TM波的带隙结构, 其介质柱介电常数函数形式取为 (r) = kr + b, 其中k, b为可调的参数. 并与二维常规光子晶体TE波和TM波的带隙结构进行了比较, 发现二维函数光子晶体与二维常规光子晶体TE波和TM波的带隙结构有明显的区别, 二维函数光子晶体的带隙数目、位置以及宽度随参数k的变化而发生改变. 从而实现了二维函数光子晶体带隙结构的可调性, 为基于二维光子晶体的光学器件的设计提供了新的设计方法和重要的理论依据.
Warping变换可以实现单水听器浅海低频声波导的简正波分离. 本文讨论了海水声速随深度线性减小浅海波导中折射类简正波的warping变换. 理论推导了海水折射类简正波水平波数、频域相位及瞬时相位的表达式, 由此提出了相应的时域和频域warping变换算子, 并由仿真数据进行了验证. 本文的理论推导过程同样适用于海水声速线性增大或海水折射系数的平方随深度线性变化的浅海波导.
Warping变换可以实现单水听器浅海低频声波导的简正波分离. 本文讨论了海水声速随深度线性减小浅海波导中折射类简正波的warping变换. 理论推导了海水折射类简正波水平波数、频域相位及瞬时相位的表达式, 由此提出了相应的时域和频域warping变换算子, 并由仿真数据进行了验证. 本文的理论推导过程同样适用于海水声速线性增大或海水折射系数的平方随深度线性变化的浅海波导.
振动弛豫时间是可激发气体分子内外自由度能量转移速率的宏观体现, 它决定了声吸收谱峰值点对应的弛豫频率. 本文给出了等温、绝热定压和绝热定容三种不同热力学过程下振动弛豫时间的相互关系; 基于Petculescu和Lueptow [2005 Phys. Rev. Lett. 94 238301] 的弛豫过程合成算法, 推导了单一压强下两频点声测量值的弛豫时间重建算法. 该算法可应用于等温、绝热定压、绝热定容弛豫时间和弛豫频率的重建测量, 并避免了弛豫时间传统声测量方法需要不断改变气体腔体压强的问题. 仿真结果表明, 对于室温下CO2, CH4, Cl2, N2 和O2组成的多种气体, 重建的弛豫时间和弛豫频率与实验数据相符.
振动弛豫时间是可激发气体分子内外自由度能量转移速率的宏观体现, 它决定了声吸收谱峰值点对应的弛豫频率. 本文给出了等温、绝热定压和绝热定容三种不同热力学过程下振动弛豫时间的相互关系; 基于Petculescu和Lueptow [2005 Phys. Rev. Lett. 94 238301] 的弛豫过程合成算法, 推导了单一压强下两频点声测量值的弛豫时间重建算法. 该算法可应用于等温、绝热定压、绝热定容弛豫时间和弛豫频率的重建测量, 并避免了弛豫时间传统声测量方法需要不断改变气体腔体压强的问题. 仿真结果表明, 对于室温下CO2, CH4, Cl2, N2 和O2组成的多种气体, 重建的弛豫时间和弛豫频率与实验数据相符.
针对水下低频声源的方位估计问题, 基于基元紧密排列的二维矢量阵, 建立了一种超指向性波束形成方法. 根据矢量基元差分运算构建各阶多极子模型, 获得了几乎与频率无关的模态函数, 并经加权计算可在低频条件下实现超指向性波束, 以解决阵列孔径对波束性能的限制. 同时, 结合输出信噪比最大准则所得波束, 分析了超指向性波束形成算法的稳定性与波导的影响程度, 探索模态阶数与阵列参数的选取原则. 通过阵列性能的仿真计算与实际阵列的测量数据表明, 该算法可在小尺寸阵列孔径下获得良好的阵列波束, 兼具了水下线型超指向性阵和环形超指向性阵的优点, 可有效实现水下低频声源的水平方位估计; 且波束性能可通过调节模态阶数与基元间距以达到最佳, 并受水下声波导多途与频散效应影响有限.
针对水下低频声源的方位估计问题, 基于基元紧密排列的二维矢量阵, 建立了一种超指向性波束形成方法. 根据矢量基元差分运算构建各阶多极子模型, 获得了几乎与频率无关的模态函数, 并经加权计算可在低频条件下实现超指向性波束, 以解决阵列孔径对波束性能的限制. 同时, 结合输出信噪比最大准则所得波束, 分析了超指向性波束形成算法的稳定性与波导的影响程度, 探索模态阶数与阵列参数的选取原则. 通过阵列性能的仿真计算与实际阵列的测量数据表明, 该算法可在小尺寸阵列孔径下获得良好的阵列波束, 兼具了水下线型超指向性阵和环形超指向性阵的优点, 可有效实现水下低频声源的水平方位估计; 且波束性能可通过调节模态阶数与基元间距以达到最佳, 并受水下声波导多途与频散效应影响有限.
超疏水表面水下减阻效果通常与其微结构上封存气膜的厚度和面积正相关, 且气膜尺寸越大封存越困难. 构造亲疏水相间表面, 能在壁面形成润湿阶跃, 产生约束固-气-液三相接触线移动的束缚力. 通过监测切向水流作用下, 润湿阶跃为54.8, 84.7, 103.6和144.0的亲疏水相间表面上不同面积和厚度气膜的形态发现, 厘米尺度气膜可被长时间稳定封存, 且气膜破坏的临界流速随润湿阶跃和气膜厚度的增加而升高, 随气膜迎流宽度增加而降低. 同时, 该方法封存的气膜上能产生显著滑移量, 尺寸0.6 cm0.5 cm0.15 cm的气膜上即可产生约占主流速度25%的稳定滑移速度. 期待该气膜封存方法能进一步提升超疏水表面水下减阻技术性能.
超疏水表面水下减阻效果通常与其微结构上封存气膜的厚度和面积正相关, 且气膜尺寸越大封存越困难. 构造亲疏水相间表面, 能在壁面形成润湿阶跃, 产生约束固-气-液三相接触线移动的束缚力. 通过监测切向水流作用下, 润湿阶跃为54.8, 84.7, 103.6和144.0的亲疏水相间表面上不同面积和厚度气膜的形态发现, 厘米尺度气膜可被长时间稳定封存, 且气膜破坏的临界流速随润湿阶跃和气膜厚度的增加而升高, 随气膜迎流宽度增加而降低. 同时, 该方法封存的气膜上能产生显著滑移量, 尺寸0.6 cm0.5 cm0.15 cm的气膜上即可产生约占主流速度25%的稳定滑移速度. 期待该气膜封存方法能进一步提升超疏水表面水下减阻技术性能.
采用基于密度泛函理论的第一性原理计算方法研究了双层h-BN/Graphene的稳定性及其掺杂特性. 研究发现, 双层h-BN/Graphene能带结构在K点处有一个小的带隙, 在费米能处有类Graphene的线性色散关系. 通过施加应变和掺杂来调节带隙, 发现掺杂后费米能级附近引入的新能级, 主要是N原子的贡献, 掺杂后的Na原子和N, C之间存在电荷转移, 材料转变为金属性. 电荷的转移、载流子密度的增加, 在电子元器件中有重要的应用前景.
采用基于密度泛函理论的第一性原理计算方法研究了双层h-BN/Graphene的稳定性及其掺杂特性. 研究发现, 双层h-BN/Graphene能带结构在K点处有一个小的带隙, 在费米能处有类Graphene的线性色散关系. 通过施加应变和掺杂来调节带隙, 发现掺杂后费米能级附近引入的新能级, 主要是N原子的贡献, 掺杂后的Na原子和N, C之间存在电荷转移, 材料转变为金属性. 电荷的转移、载流子密度的增加, 在电子元器件中有重要的应用前景.
利用渐近方法求出在弱对流熔体中定向凝固棒状共晶生长的浓度场的渐近解, 研究了弱熔体对流对定向凝固中棒状共晶生长的影响. 结果表明, 弱熔体对流对定向凝固中棒状共晶生长有显著的作用; 平均界面过冷度不仅与棒状共晶的棒间距、生长速度有关, 还与流动强度有关; 当生长速度一定时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的平均界面过冷度减小. 利用最小过冷原则, 获得棒间距与生长速度和流动强度的关系. 结果表明, 当生长速度比较小时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的棒间距增大; 当生长速度比较大时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的棒间距变化减弱; 棒状共晶的生长速度越小, 流动对棒状共晶生长的影响越大. 利用本文的解析结果计算在对流条件下Al-Cu共晶的棒间距, 结果显示随着转速增大或径向距离增大, 共晶的间距增大, 这与Junze 等的实验结果相符合.
利用渐近方法求出在弱对流熔体中定向凝固棒状共晶生长的浓度场的渐近解, 研究了弱熔体对流对定向凝固中棒状共晶生长的影响. 结果表明, 弱熔体对流对定向凝固中棒状共晶生长有显著的作用; 平均界面过冷度不仅与棒状共晶的棒间距、生长速度有关, 还与流动强度有关; 当生长速度一定时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的平均界面过冷度减小. 利用最小过冷原则, 获得棒间距与生长速度和流动强度的关系. 结果表明, 当生长速度比较小时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的棒间距增大; 当生长速度比较大时, 随着流动强度增大, 棒状共晶的棒间距变化减弱; 棒状共晶的生长速度越小, 流动对棒状共晶生长的影响越大. 利用本文的解析结果计算在对流条件下Al-Cu共晶的棒间距, 结果显示随着转速增大或径向距离增大, 共晶的间距增大, 这与Junze 等的实验结果相符合.
研究了在二氧化硅/硅衬底上制备的悬浮石墨烯以及二硫化钼的反射光谱以及悬浮二硫化钼的光致发光光谱. 研究发现: 悬浮多层石墨烯的反射光谱表现出明显的振荡现象, 并且该振荡具有一定的周期性; 振荡周期的大小不依赖于悬浮多层石墨烯的层数, 而是随着衬底上沉孔深度(空气层厚度)的增加而减小. 利用多重光学干涉模型可以解释这种振荡现象以及振荡周期随沉孔深度改变的变化趋势. 该模型计算结果表明, 只有当沉孔深度达到微米量级时这种振荡现象才会显著出现; 并且可由振荡周期定量地确定出沉孔深度. 对于悬浮的二硫化钼样品, 其反射光谱和光致发光光谱也出现了类似的振荡现象. 这表明这种振荡现象是在各种衬底上悬浮二维材料反射光谱和光致发光光谱的一种普遍性结果, 也预示悬浮二维材料器件的电致发光光谱也会出现类似的振荡现象, 对悬浮二维晶体材料的物理性质和器件性能研究具有一定的参考价值.
研究了在二氧化硅/硅衬底上制备的悬浮石墨烯以及二硫化钼的反射光谱以及悬浮二硫化钼的光致发光光谱. 研究发现: 悬浮多层石墨烯的反射光谱表现出明显的振荡现象, 并且该振荡具有一定的周期性; 振荡周期的大小不依赖于悬浮多层石墨烯的层数, 而是随着衬底上沉孔深度(空气层厚度)的增加而减小. 利用多重光学干涉模型可以解释这种振荡现象以及振荡周期随沉孔深度改变的变化趋势. 该模型计算结果表明, 只有当沉孔深度达到微米量级时这种振荡现象才会显著出现; 并且可由振荡周期定量地确定出沉孔深度. 对于悬浮的二硫化钼样品, 其反射光谱和光致发光光谱也出现了类似的振荡现象. 这表明这种振荡现象是在各种衬底上悬浮二维材料反射光谱和光致发光光谱的一种普遍性结果, 也预示悬浮二维材料器件的电致发光光谱也会出现类似的振荡现象, 对悬浮二维晶体材料的物理性质和器件性能研究具有一定的参考价值.
研究了连接在正常金属电极和超导电极之间的耦合Majorana束缚态(MBSs)T形双量子点结构中的Andreev反射. 研究发现, 对于T形双量子点结构, 当入射能量等于边耦合量子点能级时Andreev反射电导出现Fano振荡, 连接MBSs之后, 零费米能附近出现一对新的Fano型振荡峰. 如果忽略两个MBSs之间的相互作用, 零费米能点的Andreev反射电导为定值1/2G0(G0=2e2/h), 不受量子点能级、双量子点之间耦合强度以及量子点与MBSs之间的耦合强度的影响. 此外, 在没有耦合MBSs的T形双量子点结构中, 调节双量子点间的耦合强度可以使零费米能附近的Andreev反射电导出现由共振带向反共振带的转变, 而耦合MBSs之后, 又可以使反共振消失转而出现新的共振峰.
研究了连接在正常金属电极和超导电极之间的耦合Majorana束缚态(MBSs)T形双量子点结构中的Andreev反射. 研究发现, 对于T形双量子点结构, 当入射能量等于边耦合量子点能级时Andreev反射电导出现Fano振荡, 连接MBSs之后, 零费米能附近出现一对新的Fano型振荡峰. 如果忽略两个MBSs之间的相互作用, 零费米能点的Andreev反射电导为定值1/2G0(G0=2e2/h), 不受量子点能级、双量子点之间耦合强度以及量子点与MBSs之间的耦合强度的影响. 此外, 在没有耦合MBSs的T形双量子点结构中, 调节双量子点间的耦合强度可以使零费米能附近的Andreev反射电导出现由共振带向反共振带的转变, 而耦合MBSs之后, 又可以使反共振消失转而出现新的共振峰.
采用真空热压技术将电磁感应加热－自悬浮定向流法制备的铝纳米粉末压制成块体样品. 通过X射线衍射、透射电子显微镜、扫描电子显微镜及X射线能谱分析了铝纳米晶的微观结构, 并用四探针法测量了不同温度下(8-300 K)样品的电阻率, 研究了铝纳米晶的电阻率() 随温度的变化规律. 结果表明: 由于晶界(非晶氧化铝)对电子的散射以及晶界声子对电子的散射效应, 低温下(40 K), 铝纳米晶的本征电阻率随温度变化关系明显不同于粗晶铝, 不仅呈现出T4变化, 还表现出显著的T3 变化规律. 因晶界等缺陷和非晶氧化铝杂质对电子的散射, 铝纳米晶残余电阻率比粗晶铝电阻率大5-6 个数量级.
采用真空热压技术将电磁感应加热－自悬浮定向流法制备的铝纳米粉末压制成块体样品. 通过X射线衍射、透射电子显微镜、扫描电子显微镜及X射线能谱分析了铝纳米晶的微观结构, 并用四探针法测量了不同温度下(8-300 K)样品的电阻率, 研究了铝纳米晶的电阻率() 随温度的变化规律. 结果表明: 由于晶界(非晶氧化铝)对电子的散射以及晶界声子对电子的散射效应, 低温下(40 K), 铝纳米晶的本征电阻率随温度变化关系明显不同于粗晶铝, 不仅呈现出T4变化, 还表现出显著的T3 变化规律. 因晶界等缺陷和非晶氧化铝杂质对电子的散射, 铝纳米晶残余电阻率比粗晶铝电阻率大5-6 个数量级.
对旋翼叶片回波建模与闪烁现象进行了综合研究. 基于散射点散射系数和分布情况, 构建了旋翼叶片回波的散射点模型, 并分析了散射点分布对回波的影响; 在此基础上研究了回波时域闪烁现象的物理散射机理, 并结合时频分析和横向分辨率分析了微多普勒特征及时频域闪烁现象; 对两类不同分布间隔的散射点模型进行了仿真, 并与积分模型进行对比性实验, 结果验证了闪烁现象物理分析的合理性. 该研究成果在旋翼目标的探测识别领域具有一定的理论与应用价值.
对旋翼叶片回波建模与闪烁现象进行了综合研究. 基于散射点散射系数和分布情况, 构建了旋翼叶片回波的散射点模型, 并分析了散射点分布对回波的影响; 在此基础上研究了回波时域闪烁现象的物理散射机理, 并结合时频分析和横向分辨率分析了微多普勒特征及时频域闪烁现象; 对两类不同分布间隔的散射点模型进行了仿真, 并与积分模型进行对比性实验, 结果验证了闪烁现象物理分析的合理性. 该研究成果在旋翼目标的探测识别领域具有一定的理论与应用价值.
提出了一种新型低阻抗高功率微波源, 能在单个器件内产生两束锁相的相干高功率微波, 对两束相干微波进行功率合成有望在单个高功率微波器件中实现更高的功率输出. 粒子模拟结果显示, 在电压687 kV、磁场0.8 T时, 该微波源整体阻抗36 , 两束微波的频率都为9.72 GHz, 输出功率分别为1.20 GW和2.58 GW, 功率效率分别为28%和30%; 两束输出微波之间频率抖动小于 3 MHz, 相位差抖动小于 3.
提出了一种新型低阻抗高功率微波源, 能在单个器件内产生两束锁相的相干高功率微波, 对两束相干微波进行功率合成有望在单个高功率微波器件中实现更高的功率输出. 粒子模拟结果显示, 在电压687 kV、磁场0.8 T时, 该微波源整体阻抗36 , 两束微波的频率都为9.72 GHz, 输出功率分别为1.20 GW和2.58 GW, 功率效率分别为28%和30%; 两束输出微波之间频率抖动小于 3 MHz, 相位差抖动小于 3.
提出了一种具有超薄有源层的谐振腔增强型石墨烯光电探测器的设计方法, 利用谐振腔结构可以将光场限制在腔内, 有效增强探测器的吸收. 通过研究谐振腔内光场谐振条件及谐振模式下探测器响应度增强的机理, 建立了驻波效应下谐振腔增强型石墨烯光电探测器光吸收模型, 仿真分析谐振腔反射镜反射率、谐振腔腔长对于腔内光场增强器件性能的影响. 理论分析表明, 谐振腔增强型石墨烯光电探测器在850 nm处响应度可达0.5 A/W, 相比无腔状态下提高了32倍; 半高全宽为10 nm. 采用谐振腔结构能够提高石墨烯光电探测器件的光电响应, 为解决光电探测器响应度与响应速度之间的相互制约关系提供了途径.
提出了一种具有超薄有源层的谐振腔增强型石墨烯光电探测器的设计方法, 利用谐振腔结构可以将光场限制在腔内, 有效增强探测器的吸收. 通过研究谐振腔内光场谐振条件及谐振模式下探测器响应度增强的机理, 建立了驻波效应下谐振腔增强型石墨烯光电探测器光吸收模型, 仿真分析谐振腔反射镜反射率、谐振腔腔长对于腔内光场增强器件性能的影响. 理论分析表明, 谐振腔增强型石墨烯光电探测器在850 nm处响应度可达0.5 A/W, 相比无腔状态下提高了32倍; 半高全宽为10 nm. 采用谐振腔结构能够提高石墨烯光电探测器件的光电响应, 为解决光电探测器响应度与响应速度之间的相互制约关系提供了途径.
通道调制型偏振成像系统中, 焦平面上获取的信息需要通过目标偏振参量的重建才能有效提取, 因而重建是目标识别、材料分析、生物医疗等技术进一步应用的前提. 为了实现在非理想情况下通道调制型偏振成像系统的偏振参量精确重建, 需要解决成像系统中CCD采样频率与频谱位置偏移对重建的影响. 本文首先详细分析了频谱不发生混叠的条件: CCD采样频率应至少为4倍基频; 在偏振干涉频谱位置偏移时, 使用最大频谱法确定各个偏振态的载波频率, 通过频移、滤波和傅里叶变换获得目标的偏振重建二维图像; 最后通过计算机模拟仿真与实验分析结合的方法验证该重建方案的可行性与有效性. 模拟与实验结果表明: 改进后的偏振重建法得到的偏振图像与原始输入图像的均方差在0.001以下, 峰值信噪比有明显的提高, 且结构相似度可达到0.9以上, 表明该方法获得的二维偏振态重建图像精度高, 与理论偏振解调法相比具有很大的优越性. 该工作希望为后续偏振探测与分析进一步的研究提供参考.
通道调制型偏振成像系统中, 焦平面上获取的信息需要通过目标偏振参量的重建才能有效提取, 因而重建是目标识别、材料分析、生物医疗等技术进一步应用的前提. 为了实现在非理想情况下通道调制型偏振成像系统的偏振参量精确重建, 需要解决成像系统中CCD采样频率与频谱位置偏移对重建的影响. 本文首先详细分析了频谱不发生混叠的条件: CCD采样频率应至少为4倍基频; 在偏振干涉频谱位置偏移时, 使用最大频谱法确定各个偏振态的载波频率, 通过频移、滤波和傅里叶变换获得目标的偏振重建二维图像; 最后通过计算机模拟仿真与实验分析结合的方法验证该重建方案的可行性与有效性. 模拟与实验结果表明: 改进后的偏振重建法得到的偏振图像与原始输入图像的均方差在0.001以下, 峰值信噪比有明显的提高, 且结构相似度可达到0.9以上, 表明该方法获得的二维偏振态重建图像精度高, 与理论偏振解调法相比具有很大的优越性. 该工作希望为后续偏振探测与分析进一步的研究提供参考.
量子信息在光纤中传输时, 会受到光纤损耗、色散、非线性效应等多因素的影响, 将产生传输态的演化与能量转移. 本文以单模光纤传输方程以及电磁场量子化理论为基础, 对单模光纤中基模模场进行量子化处理, 推导并建立了考虑损耗、色散、非线性效应后的单光子传输方程. 基于微扰法对单光子非线性传输方程进行了求解, 给出了稳定解存在的必要条件及其所满足的色散方程. 深入讨论了广域光功率随微扰频率的变化关系, 并且分析了光纤色散、非线性效应对解的影响. 为量子光纤传输系统性能的深入研究奠定了理论基础.
量子信息在光纤中传输时, 会受到光纤损耗、色散、非线性效应等多因素的影响, 将产生传输态的演化与能量转移. 本文以单模光纤传输方程以及电磁场量子化理论为基础, 对单模光纤中基模模场进行量子化处理, 推导并建立了考虑损耗、色散、非线性效应后的单光子传输方程. 基于微扰法对单光子非线性传输方程进行了求解, 给出了稳定解存在的必要条件及其所满足的色散方程. 深入讨论了广域光功率随微扰频率的变化关系, 并且分析了光纤色散、非线性效应对解的影响. 为量子光纤传输系统性能的深入研究奠定了理论基础.
在自旋-轨道耦合作用下, 双组分量子气体中密度涨落和自旋涨落的动力学结构因子满足不同形式的求和规则. 特别是动力学结构因子的一阶矩一般不具有空间反演对称性. 针对两个特定的模型Raman耦合作用下的无相互作用费米气体与弱相互作用玻色气体, 分别计算了在不同参数条件下密度涨落和自旋涨落的动力学结构因子, 并讨论了实验上观测其一阶矩偏离空间反演对称所需达到的能谱分辨率.
在自旋-轨道耦合作用下, 双组分量子气体中密度涨落和自旋涨落的动力学结构因子满足不同形式的求和规则. 特别是动力学结构因子的一阶矩一般不具有空间反演对称性. 针对两个特定的模型Raman耦合作用下的无相互作用费米气体与弱相互作用玻色气体, 分别计算了在不同参数条件下密度涨落和自旋涨落的动力学结构因子, 并讨论了实验上观测其一阶矩偏离空间反演对称所需达到的能谱分辨率.
双酚A(bisphenol A, BPA)是一种内分泌干扰物, 会对机体多方面产生不良影响, 包括生殖系统、神经系统、胚胎发育等. 因此, 在水环境中如何检测和去除BPA显得尤为重要. 实验研究表明, 氧化石墨烯(graphene oxide, GO)对BPA具有优异的吸附去除性能, 但在分子层面的吸附机制尚不清楚. 分子动力学模拟, 能提供BPA在GO表面的动态吸附过程以及吸附构象等详细信息, 可以弥补实验的不足. 本文利用GROMACS分子动力学模拟软件, 系统模拟了BPA 在含GO的水溶液中的吸附过程, 并计算了吸附自由能. 结果显示: 所有的BPA均被吸附在GO 两侧, 通过分析BPA的吸附构象以及与GO的相互作用, 发现- 疏水作用对吸附起主导作用, 且显示出很好的稳定性, 而静电和氢键作用增加了GO的吸附能力. 通过自由能计算, BPA在GO表面的结合能达30 kJ/mol, 远大于水分子的5 kJ/mol. 这些结果进一步证实GO对BPA具有很强的吸附能力以及GO作为吸附剂在水溶液中去除BPA的可行性.
双酚A(bisphenol A, BPA)是一种内分泌干扰物, 会对机体多方面产生不良影响, 包括生殖系统、神经系统、胚胎发育等. 因此, 在水环境中如何检测和去除BPA显得尤为重要. 实验研究表明, 氧化石墨烯(graphene oxide, GO)对BPA具有优异的吸附去除性能, 但在分子层面的吸附机制尚不清楚. 分子动力学模拟, 能提供BPA在GO表面的动态吸附过程以及吸附构象等详细信息, 可以弥补实验的不足. 本文利用GROMACS分子动力学模拟软件, 系统模拟了BPA 在含GO的水溶液中的吸附过程, 并计算了吸附自由能. 结果显示: 所有的BPA均被吸附在GO 两侧, 通过分析BPA的吸附构象以及与GO的相互作用, 发现- 疏水作用对吸附起主导作用, 且显示出很好的稳定性, 而静电和氢键作用增加了GO的吸附能力. 通过自由能计算, BPA在GO表面的结合能达30 kJ/mol, 远大于水分子的5 kJ/mol. 这些结果进一步证实GO对BPA具有很强的吸附能力以及GO作为吸附剂在水溶液中去除BPA的可行性.
针对非实时成像中动态场景偏振探测产生的虚假偏振信息问题, 充分利用渥拉斯顿棱镜(Wollaston Prism, WP)的分光特性, 设计了一种新型实时偏振成像系统. 采用像方远心望远透镜系统、准直透镜系统并设计匹配的成像镜系统, 在单探测器阵列上同时获取偏振态相互垂直的两幅偏振图像. 通过全系统联动设计与优化, 系统的调制传递函数(modulation transfer function, MTF)在截止频率处不小于0.55, 全系统弥散斑均方根半径(root-mean-square, RMS)小于5.3 m, 即小于探测器像元尺寸, 满足成像设计要求. 仿真结果证明该成像系统可有效解决传统分振幅偏振成像系统的实时性差的不足, 分孔径偏振成像系统的能量利用率和分辨率低的问题以及偏振焦平面方法中光路串扰的缺陷, 应用前景广阔.
针对非实时成像中动态场景偏振探测产生的虚假偏振信息问题, 充分利用渥拉斯顿棱镜(Wollaston Prism, WP)的分光特性, 设计了一种新型实时偏振成像系统. 采用像方远心望远透镜系统、准直透镜系统并设计匹配的成像镜系统, 在单探测器阵列上同时获取偏振态相互垂直的两幅偏振图像. 通过全系统联动设计与优化, 系统的调制传递函数(modulation transfer function, MTF)在截止频率处不小于0.55, 全系统弥散斑均方根半径(root-mean-square, RMS)小于5.3 m, 即小于探测器像元尺寸, 满足成像设计要求. 仿真结果证明该成像系统可有效解决传统分振幅偏振成像系统的实时性差的不足, 分孔径偏振成像系统的能量利用率和分辨率低的问题以及偏振焦平面方法中光路串扰的缺陷, 应用前景广阔.
通道调制型偏振成像系统能够实时地对目标进行全偏振成像, 是当前偏振成像领域的研究热点之一. 基于萨瓦板的通道调制型偏振仪中半波片的光轴方向对成像结果的准确性有较大的影响. 本文分析了半波片失配角的大小对探测器采集到的光强分布的影响, 得到了二者之间的表达式, 根据该表达式提出通过测量半波片失配角对系统进行定标并利用测得的半波片失配角对偏振成像的解调结果进行修正和补偿的方法. 计算机仿真结果显示失配角为0.5时, S1, S2 和S3 的解调结果准确度在经过修正补偿后分别提高了0.06%, 3.49%和3.49%. 表明该方法能够较好地对解调出的偏振斯托克斯参数图像进行补偿, 得到更精确的成像结果, 对提高通道调制型偏振成像的质量具有重要的意义.
通道调制型偏振成像系统能够实时地对目标进行全偏振成像, 是当前偏振成像领域的研究热点之一. 基于萨瓦板的通道调制型偏振仪中半波片的光轴方向对成像结果的准确性有较大的影响. 本文分析了半波片失配角的大小对探测器采集到的光强分布的影响, 得到了二者之间的表达式, 根据该表达式提出通过测量半波片失配角对系统进行定标并利用测得的半波片失配角对偏振成像的解调结果进行修正和补偿的方法. 计算机仿真结果显示失配角为0.5时, S1, S2 和S3 的解调结果准确度在经过修正补偿后分别提高了0.06%, 3.49%和3.49%. 表明该方法能够较好地对解调出的偏振斯托克斯参数图像进行补偿, 得到更精确的成像结果, 对提高通道调制型偏振成像的质量具有重要的意义.
报道了自行研制的894 nm高温垂直腔面发射激光器(VCSEL)以及基于此类器件的芯片级铯原子钟系统的应用实验结果. 根据芯片级铯原子钟对VCSEL在特定高温环境下产生894.6 nm线偏振激光的要求, 对器件的量子阱增益及腔模位置等材料结构参数进行了优化, 确定增益-腔模失谐量为-15 nm, 使器件的基本性能在高温环境下保持稳定. 研制的VCSEL器件指标为: 20-90 ℃温度范围内阈值电流保持在0.20-0.23 mA, 0.5 mA工作电流下输出功率0.1 mW; 85.6 ℃温度环境下激光波长894.6 nm, 偏振选择比59.8:1; 采用所研制的VCSEL 与铯原子作用, 获得了芯片级铯原子钟实施激光频率稳频的吸收谱线和实施微波频率稳频的相干布居囚禁谱线.
报道了自行研制的894 nm高温垂直腔面发射激光器(VCSEL)以及基于此类器件的芯片级铯原子钟系统的应用实验结果. 根据芯片级铯原子钟对VCSEL在特定高温环境下产生894.6 nm线偏振激光的要求, 对器件的量子阱增益及腔模位置等材料结构参数进行了优化, 确定增益-腔模失谐量为-15 nm, 使器件的基本性能在高温环境下保持稳定. 研制的VCSEL器件指标为: 20-90 ℃温度范围内阈值电流保持在0.20-0.23 mA, 0.5 mA工作电流下输出功率0.1 mW; 85.6 ℃温度环境下激光波长894.6 nm, 偏振选择比59.8:1; 采用所研制的VCSEL 与铯原子作用, 获得了芯片级铯原子钟实施激光频率稳频的吸收谱线和实施微波频率稳频的相干布居囚禁谱线.
本文提出了一种亚波长聚焦的表面等离激元透镜, 该透镜由二氧化硅填充金膜纳米狭缝阵列组成, 金膜的出射表面为二次柱面. 表面等离激元在狭缝入口处激发并沿狭缝传输, 在狭缝出口转变为带有一定相位延迟的自由空间传播的光波. 通过对透镜结构参数的控制, 可以调节来自各狭缝的光波间的相对相位, 使它们在设定的焦点处进行相长干涉, 从而实现聚焦效果. 本文用时域有限差分法数值计算了二次柱面等离激元透镜的聚焦特性. 数值模拟结果表明, 所设计的孔径为2 m的透镜, 能够实现微米级焦距和焦深、且焦斑半高宽低至0.4倍波长的亚 波长聚焦. 该表面等离激元透镜结构简单紧凑、尺寸小, 有利于光子器件的集成, 在集成光学、光学微操纵、超分辩率成像、光存储、生化传感等相关领域有潜在的应用价值.
本文提出了一种亚波长聚焦的表面等离激元透镜, 该透镜由二氧化硅填充金膜纳米狭缝阵列组成, 金膜的出射表面为二次柱面. 表面等离激元在狭缝入口处激发并沿狭缝传输, 在狭缝出口转变为带有一定相位延迟的自由空间传播的光波. 通过对透镜结构参数的控制, 可以调节来自各狭缝的光波间的相对相位, 使它们在设定的焦点处进行相长干涉, 从而实现聚焦效果. 本文用时域有限差分法数值计算了二次柱面等离激元透镜的聚焦特性. 数值模拟结果表明, 所设计的孔径为2 m的透镜, 能够实现微米级焦距和焦深、且焦斑半高宽低至0.4倍波长的亚 波长聚焦. 该表面等离激元透镜结构简单紧凑、尺寸小, 有利于光子器件的集成, 在集成光学、光学微操纵、超分辩率成像、光存储、生化传感等相关领域有潜在的应用价值.
凝固界面前沿颗粒间的相互作用决定了颗粒的运动轨迹、分布和材料的性能, 控制熔体中颗粒的迁移可用于材料的净化和提纯. 在Cu-30%Fe合金液固两相区施加不同的强磁场条件, 富Fe颗粒的分布和排列不尽相同. 当无强磁场作用时, 富Fe颗粒较均匀地分布在Cu熔体中; 随着施加稳恒强磁场磁感应强度的增加, 富Fe颗粒向远离重力方向的试样上端迁移, 样品底部几乎无富Fe颗粒; 而施加向下的梯度磁场作用后, 富Fe颗粒沿重力方向向下迁移. 结合强磁场作用下颗粒的受力情况, 分析了Fe颗粒的迁移行为. 不同磁场条件和不同区域的颗粒直径统计分析表明, 随磁感应强度增加, Fe颗粒聚合增加, 但施加梯度强磁场后颗粒的团聚又逐渐减弱, 对此从影响颗粒运动的Stokes和Marangoni凝并速度进行了讨论. 从能量最低的角度解释了富Fe相沿平行磁场方向的取向排列.
凝固界面前沿颗粒间的相互作用决定了颗粒的运动轨迹、分布和材料的性能, 控制熔体中颗粒的迁移可用于材料的净化和提纯. 在Cu-30%Fe合金液固两相区施加不同的强磁场条件, 富Fe颗粒的分布和排列不尽相同. 当无强磁场作用时, 富Fe颗粒较均匀地分布在Cu熔体中; 随着施加稳恒强磁场磁感应强度的增加, 富Fe颗粒向远离重力方向的试样上端迁移, 样品底部几乎无富Fe颗粒; 而施加向下的梯度磁场作用后, 富Fe颗粒沿重力方向向下迁移. 结合强磁场作用下颗粒的受力情况, 分析了Fe颗粒的迁移行为. 不同磁场条件和不同区域的颗粒直径统计分析表明, 随磁感应强度增加, Fe颗粒聚合增加, 但施加梯度强磁场后颗粒的团聚又逐渐减弱, 对此从影响颗粒运动的Stokes和Marangoni凝并速度进行了讨论. 从能量最低的角度解释了富Fe相沿平行磁场方向的取向排列.
铁电体的剩余极化强度随温度降低而下降的特性引起了人们对铁电体存储数据失效的担心. 运用铁电体的唯象理论和偶极子对交变电场的响应, 提出了在电滞回线测量中偶极子的滞后冷冻效应模型, 对极化的低温退化现象做了合理解释: 温度下降导致吉布斯自由能势垒增大, 致使偶极子对交变电场的响应时间延长. 引入响应的滞后因子发现, 极化强度随温度降低会出现峰值, 在低温下降直至为零, 可用偶极子的滞后与冻结效应描述. 详细研究结果表明: 因材料组份变化导致热力学参量的变化是重要因素: 铁电-顺电相变中软模系数的增大会导致剩余极化峰移向高温; 铁电性的增强, 温度极化系数的增大和耐压强度或饱和电场的增强均会抑制滞后效应, 从而使低温滞后效应移向低温. 运用导出的公式数值模拟BaTiO3/BiScO3复合陶瓷剩余极化强度的实验结果发现, BiScO3含量的增加, 使居里温度略有减小, 但导致了软模系数较大幅度的增加, 其结果是使偶极子的滞后效应发生在较高的温度. 软模系数与铁电体的极化特性, 铁电性, 介电性和力学性均密切相差. 研究结论表明: 在低温下铁电体的铁电性没有失效, 偶极子的低温冻结效应更有利于铁电体长久地保存数据.
铁电体的剩余极化强度随温度降低而下降的特性引起了人们对铁电体存储数据失效的担心. 运用铁电体的唯象理论和偶极子对交变电场的响应, 提出了在电滞回线测量中偶极子的滞后冷冻效应模型, 对极化的低温退化现象做了合理解释: 温度下降导致吉布斯自由能势垒增大, 致使偶极子对交变电场的响应时间延长. 引入响应的滞后因子发现, 极化强度随温度降低会出现峰值, 在低温下降直至为零, 可用偶极子的滞后与冻结效应描述. 详细研究结果表明: 因材料组份变化导致热力学参量的变化是重要因素: 铁电-顺电相变中软模系数的增大会导致剩余极化峰移向高温; 铁电性的增强, 温度极化系数的增大和耐压强度或饱和电场的增强均会抑制滞后效应, 从而使低温滞后效应移向低温. 运用导出的公式数值模拟BaTiO3/BiScO3复合陶瓷剩余极化强度的实验结果发现, BiScO3含量的增加, 使居里温度略有减小, 但导致了软模系数较大幅度的增加, 其结果是使偶极子的滞后效应发生在较高的温度. 软模系数与铁电体的极化特性, 铁电性, 介电性和力学性均密切相差. 研究结论表明: 在低温下铁电体的铁电性没有失效, 偶极子的低温冻结效应更有利于铁电体长久地保存数据.
利用溶胶-凝胶分子模板法在表面覆金的玻璃基底上制备275 nm厚的介孔二氧化钛 (TiO2) 薄膜, 形成等离子体波导(PW)传感芯片. 利用菲涅耳公式拟合实验测得的导模共振波长, 得出TiO2薄膜的多孔度约为0.589. 基于光学互易定理仿真分析了置于介孔导波层中的电偶极子的拉曼辐射角分布, 结果表明辐射到衬底中的拉曼光包含沿导模共振角辐射的定向信号和辐射角小于全反射角的非定向信号; 前者需借助棱镜耦合器才能被探测到, 后者可从芯片背面直接被探测到; 从导波层直接辐射到空气中的拉曼光称为背向信号, 它的角分布呈发散式, 几乎不受棱镜耦合器影响; 定向信号的最大功率值远大于非定向信号和背向信号的相应值; 实验研究了吸附于介孔导波层中的结晶紫分子的拉曼光谱, 采用体光束激发方式探测到了定向、非定向和背向拉曼信号, 定向信号强度的最大值是非定向信号的2倍多, 在使用棱镜耦合器前后测得的背向信号强度几乎不变.
利用溶胶-凝胶分子模板法在表面覆金的玻璃基底上制备275 nm厚的介孔二氧化钛 (TiO2) 薄膜, 形成等离子体波导(PW)传感芯片. 利用菲涅耳公式拟合实验测得的导模共振波长, 得出TiO2薄膜的多孔度约为0.589. 基于光学互易定理仿真分析了置于介孔导波层中的电偶极子的拉曼辐射角分布, 结果表明辐射到衬底中的拉曼光包含沿导模共振角辐射的定向信号和辐射角小于全反射角的非定向信号; 前者需借助棱镜耦合器才能被探测到, 后者可从芯片背面直接被探测到; 从导波层直接辐射到空气中的拉曼光称为背向信号, 它的角分布呈发散式, 几乎不受棱镜耦合器影响; 定向信号的最大功率值远大于非定向信号和背向信号的相应值; 实验研究了吸附于介孔导波层中的结晶紫分子的拉曼光谱, 采用体光束激发方式探测到了定向、非定向和背向拉曼信号, 定向信号强度的最大值是非定向信号的2倍多, 在使用棱镜耦合器前后测得的背向信号强度几乎不变.
以SnCl45 H2O为锡源, SnF2为氟源, 采用溶胶-凝胶-蒸镀法制备F掺杂的SnO2透明导电氧化物薄膜(FTO薄膜). 通过正交实验研究确定最佳反应温度、反应时间和蒸镀温度等制备条件. 主要研究元素F的掺杂和膜的结构对FTO薄膜性能的影响, 并采用IR, DTA-TG, XRD, TEM和SEM等进行样品的性能表征. 研究结果表明, 当反应温度50 ℃、反应时间5 h、烧结(蒸镀)温度600 ℃、 镀膜次数1次、 而F/Sn=14 mol%时, FTO薄膜性能指数TC最大, 综合光电性能最优, 表面电阻为14.7 cm-1, 平均透光率为74.4%. FTO薄膜内颗粒的平均粒径为20 nm, 呈四方金红石型结构, F的掺入替代了部分的O, 形成了SnO2-xFx晶体结构. F的掺杂量是影响FTO薄膜的主要因素, F过多或过少均不利于SnO2-xFx晶体的生长; FTO薄膜的结构、颗粒形状、大小等三维信息也是影响薄膜性能的因素, 主要表现为分形维数越小, 薄膜表面越平整, 势垒越低, 导电性能越好.
以SnCl45 H2O为锡源, SnF2为氟源, 采用溶胶-凝胶-蒸镀法制备F掺杂的SnO2透明导电氧化物薄膜(FTO薄膜). 通过正交实验研究确定最佳反应温度、反应时间和蒸镀温度等制备条件. 主要研究元素F的掺杂和膜的结构对FTO薄膜性能的影响, 并采用IR, DTA-TG, XRD, TEM和SEM等进行样品的性能表征. 研究结果表明, 当反应温度50 ℃、反应时间5 h、烧结(蒸镀)温度600 ℃、 镀膜次数1次、 而F/Sn=14 mol%时, FTO薄膜性能指数TC最大, 综合光电性能最优, 表面电阻为14.7 cm-1, 平均透光率为74.4%. FTO薄膜内颗粒的平均粒径为20 nm, 呈四方金红石型结构, F的掺入替代了部分的O, 形成了SnO2-xFx晶体结构. F的掺杂量是影响FTO薄膜的主要因素, F过多或过少均不利于SnO2-xFx晶体的生长; FTO薄膜的结构、颗粒形状、大小等三维信息也是影响薄膜性能的因素, 主要表现为分形维数越小, 薄膜表面越平整, 势垒越低, 导电性能越好.
利用半导体工艺和器件仿真软件silvaco TCAD (Technology Computer Aided Design), 模拟研究了采用硅/硅锗合金(silicon /silicon germanium alloy, Si/Si1-xGex)量子阱结构作为吸收层的薄膜晶体硅异质结(heterojunction with intrinsic thin layer, HIT)太阳电池各项性能. 模拟结果显示, 长波波段光学吸收随锗含量的增加而增加, 而开路电压则因Si1-xGex层带隙的降低而下降. 锗含量为0.25时, 短路电流密度的增加补偿了开路电压的衰减, 效率提升0.2%. 氢化非晶硅/晶体硅(a-Si:H/c-Si)界面空穴密度以及Si1-xGex量子阱的体空穴载流子浓度制约着空穴费米能级的位置, 进而影响到开路电压的大小. 随着锗含量增加, a-Si:H/c-Si 界面缺陷对开压的影响降低, Si1-xGex量子阱的体缺陷对开压的影响则相应增加. 高效率含Si1-xGex量子阱结构的硅异质结(HIT-QW)太阳电池的制备需要a-Si:H/c-Si界面缺陷的良好钝化以及高质量Si1-xGex量子阱的生长.
利用半导体工艺和器件仿真软件silvaco TCAD (Technology Computer Aided Design), 模拟研究了采用硅/硅锗合金(silicon /silicon germanium alloy, Si/Si1-xGex)量子阱结构作为吸收层的薄膜晶体硅异质结(heterojunction with intrinsic thin layer, HIT)太阳电池各项性能. 模拟结果显示, 长波波段光学吸收随锗含量的增加而增加, 而开路电压则因Si1-xGex层带隙的降低而下降. 锗含量为0.25时, 短路电流密度的增加补偿了开路电压的衰减, 效率提升0.2%. 氢化非晶硅/晶体硅(a-Si:H/c-Si)界面空穴密度以及Si1-xGex量子阱的体空穴载流子浓度制约着空穴费米能级的位置, 进而影响到开路电压的大小. 随着锗含量增加, a-Si:H/c-Si 界面缺陷对开压的影响降低, Si1-xGex量子阱的体缺陷对开压的影响则相应增加. 高效率含Si1-xGex量子阱结构的硅异质结(HIT-QW)太阳电池的制备需要a-Si:H/c-Si界面缺陷的良好钝化以及高质量Si1-xGex量子阱的生长.
在具有双曲面、抛物面或椭圆面反射镜的成像光学系统中, 反射镜的位置误差通常具有对成像质量影响灵敏的特点. 因此, 在该类光学系统装调或工作过程中反射镜位置存在误差时需要对该反射镜进行精确调整. 目前, 反射镜位置校正的方法多基于对系统波前误差的测量, 从而判断其位置误差. 然而在系统工作过程中可能无法进行光学系统的波前测量, 或者需要复杂的光学系统才能实现波前误差的测量. 本文以焦平面图像清晰度作为评价函数, 采用随机并行梯度下降算法对反射镜位置进行调整, 使系统成像质量达到最佳. 针对迭代过程中反射镜位置发生变化时图像偏离探测器靶面而无法探测的问题, 本文采用了一种反射镜垂直光轴平移和旋转相结合的调整方法. 在保证图像位置不变化的条件下对系统像差进行校正. 室内实验验证了该方法具有可行性, 校正后的成像质量达到衍射极限.
在具有双曲面、抛物面或椭圆面反射镜的成像光学系统中, 反射镜的位置误差通常具有对成像质量影响灵敏的特点. 因此, 在该类光学系统装调或工作过程中反射镜位置存在误差时需要对该反射镜进行精确调整. 目前, 反射镜位置校正的方法多基于对系统波前误差的测量, 从而判断其位置误差. 然而在系统工作过程中可能无法进行光学系统的波前测量, 或者需要复杂的光学系统才能实现波前误差的测量. 本文以焦平面图像清晰度作为评价函数, 采用随机并行梯度下降算法对反射镜位置进行调整, 使系统成像质量达到最佳. 针对迭代过程中反射镜位置发生变化时图像偏离探测器靶面而无法探测的问题, 本文采用了一种反射镜垂直光轴平移和旋转相结合的调整方法. 在保证图像位置不变化的条件下对系统像差进行校正. 室内实验验证了该方法具有可行性, 校正后的成像质量达到衍射极限.