把洛仑兹破缺的标量场方程推广到弯曲时空中, 并通过Aether-like项对标量场方程进行修正, 该项所产生的效应也会影响到黑洞时空视界附近处的物理效应. 接着, 进一步在半经典近似下得到了修正的Hamilton-Jacobi方程, 然后用这一修正的Hamilton-Jacobi方程研究了史瓦西黑洞的隧穿辐射特征, 并讨论了洛仑兹破缺对黑洞霍金辐射和黑洞熵的影响. 结果表明, ${{ u}^\alpha } = {\text{δ}}_t^\alpha {u^t}, {\text{δ}}_r^\alpha {u^r}$形式的Aether-like项的效应可能使黑洞温度增加, 而黑洞熵降低. 该工作可以帮助我们更深刻地理解弯曲时空中的洛仑兹破缺效应的物理性质.

本文考虑带有黑洞视界和宇宙视界的Kiselev时空. 研究以黑洞视界和宇宙视界为边界的系统的热力学性质. 统一地给出了两个系统的热力学第一定律; 在黑洞视界半径远小于宇宙视界半径的情况下, 近似地计算了通过宇宙视界和黑洞视界的热能. 然后, 探讨Kiselev时空的物质吸积特性. 在吸积能量密度正比于背景 能量密度的条件下给出黑洞的吸积率, 讨论了黑洞吸积率与暗能量态方程参数的关系.

低温辐射计利用低温超导下的电替代测量原理, 将光辐射计量溯源到可以精确测量的电参数测量, 是目前国际上光功率测量的最高基准. 本文实验研究了低温辐射计的热路结构, 系统分析了腔体组件与热链材料的热学特性对低温辐射计响应率和时间常数特性参数影响的机理. 在此基础上, 设计了由黑体腔、热链和支撑结构组成的热结构机械件, 搭建了低温辐射计特性参数测试系统, 并针对OHFC铜、6061铝、304不锈钢和聚酰亚胺四种不同热链材料测试了低温辐射计的时间常数和响应率, 时间常数跨度为23—506 s, 响应率跨度为 35.5—714.8 K/W. 结果表明, 在腔体组件确定的情况下, 通过调节热链的材料和结构, 可以实现对低温辐射计特性参数的调控. 实验结果对低温辐射计特性参数指标分配和指导下一代低温辐射计的研制具有一定参考价值.

针对沙漠环境实地链路存在的温度变化大、室外风力、地表振动等多种复杂噪声来源, 通过对系统反馈补偿带宽、反馈补偿强度、光功率等时频传递系统关键参数的优化配置, 研究了不同反馈补偿参数下复杂链路噪声的有效抑制技术. 全链路的频率传递稳定度8 × 10–14@1 s, 1 × 10–16@1000 s, 千秒尺度下时间信号传递的时间方差仅为1.2 ps. 实现了氢钟信号在200 km量级沙漠环境实地链路的无损传输. 该验证实验在基于短基线干涉测量的卫星测轨系统中发挥了重要作用.

Co-Al-W基高温合金具有类似于Ni基高温合金的$\gamma + \gamma′$相组织结构. 根据面心立方固溶体的团簇加连接原子结构模型, Ni基高温合金的成分式即最稳定的化学近程序结构单元可以描述为第一近邻配位多面体团簇加上次近邻的三个连接原子. 本文应用类似方法, 首次给出了Co-Al-W基高温合金的团簇成分式. 利用原子半径和团簇共振模型, 可计算出Co-Al-W三元合金的团簇成分通式, 为[Al-Co12](Co,Al,W)3, 即以Al为中心原子、Co为壳层原子的[Al-Co12]团簇加上三个连接原子. 对于多元合金, 需要先将元素进行分类: 溶剂元素—类Co元素$\overline {{\rm{Co}}} $ (Co, Cr, Fe, Re, Ni, Ir, Ru)和溶质元素—类Al元素$\overline {{\rm{Al}}} $ (Al, W, Mo, Ta, Ti, Nb, V等); 进而根据合金元素的配分行为, 将类Co元素分为${\overline {{\rm{Co}}} ^\gamma }$ (Cr, Fe, Re)和${\overline {{\rm{Co}}} ^{\gamma′}}$ (Ni, Ir, Ru); 根据混合焓, 将类Al元素分为Al, $\overline {\rm{W}} $ (W, Mo)和$\overline {{\rm{Ta}}} $ (Ta, Ti, Nb, V等). 由此, 任何多元Co-Al-W基高温合金均可简化为$\overline {{\rm{Co}}} \text{-} \overline {{\rm{Al}}} $伪二元体系或者$\overline {{\rm{Co}}} \text{-} {\rm{Al}} \text{-}\left( {\overline {\rm{W}}, \overline {{\rm{Ta}}} } \right)$伪三元体系, 其团簇加连接原子成分式为$\left[ {\overline {{\rm{Al}}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]$$\left( {{{\overline {{\rm{Co}}} }_{1.0}}{{\overline {{\rm{Al}}} }_{2.0}}} \right)$ (或$\left[ {{\rm{Al}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]{\overline {{\rm{Co}}} _{1.0}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{0.5}}{\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{1.5}}$ = ${\overline {{\rm{Co}}} _{81.250}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{9.375}}{\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{9.375}}$ at.%). 其中, ${\gamma }$与${\gamma′}$相的团簇成分式分别为$\left[ {\overline {{\rm{Al}}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]\!\left( {{{\overline {{\rm{Co}}} }_{1.5}}{{\overline {{\rm{Al}}} }_{1.5}}} \right)$ (或$\left[ {{\rm{Al}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]{\overline {{\rm{Co}}} _{1.5}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{0.5}}{\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{1.0}}$ = ${\overline {{\rm{Co}}} _{84.375}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{9.375}}$${\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{6.250}}$ at.%)和$\left[ {\overline {{\rm{Al}}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]\left( {{{\overline {{\rm{Co}}} }_{0.5}}{{\overline {{\rm{Al}}} }_{2.5}}} \right)$ (或$\left[ {{\rm{Al}} \text{-} {{\overline {{\rm{Co}}} }_{12}}} \right]{\overline {{\rm{Co}}} _{0.5}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{0.5}}{\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{2.0}}$ = $ {\overline {{\rm{Co}}} _{78.125}}{\rm{A}}{{\rm{l}}_{9.375}}{\left( {\overline {\rm{W}},\overline {{\rm{Ta}}} } \right)_{12.500}}$ at.%). 例如, Co82Al9W9合金的团簇成分式为[Al-Co12]Co1.1Al0.4W1.4 (～[Al-Co12]Co1.0Al0.5W1.5), 其中${\gamma }$相的团簇成分式为[Al-Co12]Co1.6Al0.4W1.0 (～[Al-Co12]Co1.5Al0.5W1.0), ${\gamma′}$相的团簇成分式为[Al-Co12]Co0.3Al0.5W2.2 (～[Al-Co12]Co0.5Al0.5W2.0).

用HFR (Hartree-Fock with relativistic corrections)方法对Rb V—Cd XVI离子4s24p3和4s4p4组态能级结构做了全面系统的理论计算研究. 通过分析能级结构参数的HFR理论计算值与基于实验能级拟合得到的计算值之比值随着原子序数Zc变化的规律, 运用广义拟合外推方法预言了这些离子能级结构参数. 由此进一步计算了Rh XIII, Pd XIV, Ag XV和Cd XVI离子4s24p3 (4S3/2, 2P1/2, 3/2, 2D3/2, 5/2)和4s4p4 (4P1/2, 3/2, 5/2, 2P1/2, 3/2, 2D3/2, 5/2, 2S1/2)组态能级以及电偶极跃迁波长与振子强度. 研究表明, 对于4s24p3组态, 单组态近似可以得到较满意的结果; 而对于4s4p4组态, 只有在考虑了4s24p24d的组态相互作用效应时, 计算结果的准确性才能明显得到提高. 同时, 本文还运用全相对论grasp2K-DEV程序包计算了Rh XIII—Cd XVI离子组态能级. 对于Rh XIII离子4s24p3 (2P1/2), Pd XIV离子4s24p3 (4S3/2, 2P1/2, 3/2, 2D3/2, 5/2)和4s4p4 (2P1/2, 3/2, 2D3/2, 5/2, 2S1/2), 能级均无实验值; 对于Ag XV和Cd XVI离子, 截至目前还没实验能级数据, 没有实验能级值的所有数据均仅来自本文的计算数值. 本文计算结果与已有实验值吻合得很好.

采用B3LYP/6-311++g(3df, 3pd)方法和基组对氟利昂物质CFC-11 (CFCl3)分子进行了一系列的理论研究. 包括了该分子的基态结构、电偶极矩、总能量、最高占据分子轨道能级EH和最低未占据分子轨道能级EL、能隙、红外与拉曼光谱性质、C—F键解离, 并探讨电场对该分子的影响. 结果表明: 基态结构优化后的理论计算值和实验值的最大误差低于2%, C—F键受电场强度的增大而被拉长, 能隙Eg随EH和EL的变化出现先增大后减小; 电场影响着CFC-11分子的红外与拉曼光谱吸收强度, 红外与拉曼光谱随着电场变化出现红移或蓝移现象. 电场可作为一种辅助手段对其重叠或准重叠谱线进行分离. 势阱深度随反向电场逐渐增大而减小, 直至消失, 使得C—F键的束缚能力逐渐减弱. 本文有望为实现CFC-11分子最终发生解离而降解提供一种可行有效的调控手段.

本文采用多组态相互作用及Davidson修正方法和全电子基组计算了SH–阴离子的${{\rm{X}}^1}{\Sigma ^ + }$, ${{\rm{a}}^3}\Pi $和${{\rm{A}}^1}\Pi $态的势能曲线、电偶极矩和跃迁偶极矩. 计算的光谱常数与实验值及已有的理论值符合得很好. 在计算中考虑了自旋-轨道耦合效应. 计算得到${{\rm{a}}^3}{\Pi _1}(\nu ' = 0) \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\nu '' = 0)$和${{\rm{A}}^1}{\Pi _1}(\nu ' = 0) \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\nu '' = 0)$跃迁具有高对角分布的弗兰克-康登因子, 分别为0.9990和0.9999; 计算得到${{\rm{a}}^3}\Pi _1$和${{\rm{A}}^1}\Pi _1$态的自发辐射寿命分别为1.472和0.188 ms. ${{\rm{A}}^1}{\Pi _1} \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + $跃迁存在中间态${{\rm{a}}^3}{\Pi _{{0^ + }}}$和${{\rm{a}}^3}{\Pi _1}$, 但中间态对激光冷却SH–阴离子的影响可以忽略. 分别利用${{\rm{a}}^3}{\Pi _1}(\nu ' = 0) \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\nu '' = 0)$和${{\rm{A}}^1}{\Pi _1}(\nu ' = 0) \leftrightarrow {{\rm{X}}^1}\Sigma _{{0^ + }}^ + (\nu '' = 0)$跃迁构建了准闭合的能级系统, 冷却所需的激光波长分别为492.27和478.57 nm. 最后预测了激光冷却SH–阴离子能达到的多普勒温度和反冲温度. 这些结果为进一步实验提供了理论参数.

提出了一种基于Pancharatnam-Berry相位和动力学相位操控纵向光子自旋霍尔效应的方法. 理论分析表明: 当光场通过一个由Pancharatnam-Berry相位透镜和动力学相位透镜构成的透镜组时, 透镜组会存在两个自旋相关的焦点. 首先, 当左旋和右旋圆偏振光通过微结构相位延迟为${\text{π}}$的Pancharatnam-Berry相位透镜时, 由于Pancharatnam-Berry相位的自旋相关性, 两个圆偏振分量会获得符号相反的Pancharatnam-Berry相位而导致其中一个被聚焦而另一个发散. 然后, 在Pancharatnam-Berry相位透镜后再插入普通透镜引入动力学相位调制, 由于动力学相位是自旋无关, 使得这一透镜组可以在合适的条件下使不同自旋态的光子分别聚焦于纵向上不同焦点处. 纵向自旋分裂由两透镜焦距及间距共同决定, 因此可以通过改变两个透镜的焦距及其间距获得任意的纵向自旋分裂值. 最后, 搭建了一套实验装置, 所得实验结果与理论结果一致.

为提升单像素成像速度, 提出了基于Hadamard矩阵优化排序的压缩采样解决方案. 利用数值仿真和室外实验对提出的5种排序方法进行了对比分析. 研究结果表明: 按Haar小波变换系数绝对值排序时单像素成像效果最优, 排序对应到Walsh序后可利用快速变换重建图像, 速度达300帧/秒@64 × 64像素; 最优排序下, 采样率25%仍可重建图像, 采样速度可提升4倍. 针对排序方法与成像信噪比关系, 从关联成像角度给出了其物理解释: 测量基矩阵元邻域数值相等的区域面积等效于光场二阶相干面积, 当光场二阶相干面积随测量基由大到小排序时成像效果最优. 本文研究成果可用于提升单像素成像速度, 具有实用价值.

作为复光场显微成像的一种新技术, 菲涅耳非相干关联全息术(Fresnel incoherent correlation holography, FINCH)因其非相干光记录的特点在近年来受到关注. FINCH作为一种新型非相干全息系统, 如何设计光路实现其最佳的分辨率是一个关键问题. 然而, 针对这个问题的讨论, 目前已有文献存在不同的观点, 有关FINCH最佳分辨率的成像条件仍有待研究. 全息图有效孔径大小是决定全息成像系统分辨率的重要因素,在FINCH系统中, 全息记录距离的变化则会引起全息图有效孔径发生变化, 全息图的有效孔径大小不仅与光路各元件的孔径有关, 还与相干光波相互干涉叠加区域的面积以及图像传感器的像素间距等因素有关. 本文基于波动光学理论, 结合FINCH全息图的波带结构特征, 研究了FINCH全息图的有效孔径. 研究发现数字全息记录相机的像素化特性是影响FINCH成像分辨率的决定性因素, 并进一步通过数值模拟和光学实验验证了理论分析结果: 全息图记录距离(Zh)等于空间光调制器加载的衍射透镜焦距(fd)时, FINCH系统的再现像将会达到最佳横向分辨率, 且分辨率随成像距离$\left| {{Z_{\rm{h}}} - {f_{\rm{d}}}} \right|$的增大而降低.

极化微波作为当前被广泛应用的信息载体, 具有许多独特的优势. 随着超导技术的发展, 量子微波技术逐渐兴起, 将量子纠缠应用于极化微波将具有广阔的应用前景. 本文阐述了连续变量极化纠缠的原理, 提出了极化纠缠微波方案并进行了仿真分析, 利用归一化的不可分度I作为判据, 分析了在整个约瑟夫森混合器100 MHz工作带宽内斯托克斯参量的不可分度$I({\hat S_1},{\hat S_2})$, $I({\hat S_2},{\hat S_3})$, 并进一步分析了I分别与压缩度r、振幅比值Q的关系, 发现$I({\hat S_1},{\hat S_2})$, $I({\hat S_2},{\hat S_3})$分别对振幅比值Q、压缩度r的变化敏感, 且在本文研究的条件下$I({\hat S_1},{\hat S_2})$始终大于1, $I({\hat S_2},{\hat S_3})$始终小于1, 斯托克斯参量${\hat S_2}$, ${\hat S_3}$构成不可分态, 方案产生的两个微波信号${\hat E_a}$和${\hat E_b}$存在二组分极化纠缠, 最佳纠缠出现在70 MHz附近, 此时$I({\hat S_2},{\hat S_3})$取得最小值0.25.

高纠缠度的纠缠源是实现高保真度量子信息传输与处理的保障, 因为受到光学元器件自身性能不完美的限制, 通过有效的操控手段来提高光场的纠缠度是十分必要的. 连续变量Einstein-Podolsky-Rosen纠缠态光场可以利用工作在阈值以下的非简并光学参量放大器来获得. 将两个非简并光学参量放大器级联, 可以利用第二个光学腔来操控第一个光学腔输出的纠缠态光场, 在一定条件下实现光场的纠缠增强. 本文通过理论分析设计出两种光学腔级联的实验系统, 其中, 纠缠产生装置采用具有三共振结构的半整块驻波腔, 输出到目前为止世界上单腔获得两组份纠缠态光场纠缠度的最高值, 操控光学腔采用驻波腔或四镜环形腔的结构. 详细对比分析了不同结构的操控腔对纠缠增强效果的影响, 得出利用不同腔形作为操控腔的最佳实验方案. 同时分析了级联腔输出光场的纠缠度随不同物理参量的变化关系, 得出进一步优化的最佳实验系统参量, 为实验获得更高纠缠度的纠缠态光场提供了依据.

构建了基于损耗非对称非线性光学环镜的8字腔掺铒光纤锁模激光器, 并讨论了腔内滤波带宽对腔内脉冲演化和激光器输出特性的影响. 在非线性光学环镜中引入双向输出耦合器, 耦合器和传输光纤位置的不对称产生非互易性, 实现锁模运转. 利用自制的可调谐滤波器实验研究了滤波带宽对激光器的影响. 当滤波带宽为2.1 nm时, 腔内脉冲的演化过程受滤波和孤子效应的共同作用, 激光器顺时针和逆时针输出脉冲半高全宽分别为583.7 fs和2.94 ps. 随着滤波带宽增大, 滤波的作用逐渐减弱, 激光器两路输出脉冲参数逐渐接近, 并接近傅里叶变换极限脉冲. 当滤波带宽较大时, 腔内脉冲的演化过程受增益谱和孤子效应的共同作用, 激光器顺时针和逆时针输出脉冲均为变换极限脉冲, 半高全宽约为440 fs. 通过调节滤波器中心波长实现了对激光器输出脉冲光谱的连续调谐, 调节范围大于30 nm.

利用PICS3D计算得到InGaAs/GaAsP应变补偿量子阱的增益特性, 得到量子阱的各项参数, 再通过传输矩阵理论和TFCalc膜系设计软件分别仿真出上下分布式布拉格反射镜的白光反射谱. 采用金属有机化合物气相沉积技术外延生长了垂直腔面发射激光器结构, 之后通过干法刻蚀、湿法氧化以及金属电极等芯片技术制备得到8 ${\text{μm}}$氧化孔径的VCSEL芯片. 最终, 测试得到其光电特性实现室温下阈值电流和斜效率分别为0.95 mA和0.96 W/A, 在6 mA电流和2 V电压下输出功率达到4.75 mW, 并测试了VCSEL的高温特性.

激光外差是一种基于相干探测原理的高灵敏度光谱检测技术, 因其同时具有很高的光谱分辨能力, 被广泛应用于诸多研究领域. 在光谱测量过程中, 仪器线型函数对吸收谱线的平滑作用, 会对气体浓度的反演结果产生影响. 为了获取激光外差光谱仪的仪器线型函数, 基于激光外差原理和信号处理过程, 对影响仪器线型函数的射频滤波带宽和积分时间等参数进行了分析, 获得了仪器线型函数表达式. 利用自行建立的激光外差光谱仪, 多次测量了3.53 ${\text{μm}}$波段内水汽、甲烷的吸收谱线, 分别将射频滤波频域响应函数和本文获得的仪器线型函数耦合进水汽、甲烷柱浓度的反演. 结果表明, 射频滤波带宽为30 MHz、积分时间分别为10 ms和100 ms时, 光谱仪的实际分辨率分别约为0.005 cm–1和0.025 cm–1; 使用仪器线型函数对积分时间为100 ms时测量的数据进行反演, 透过率残差平方和与甲烷吸收峰值处的残差分别减小16%和100%, 提高了气体浓度反演的准确度.

工作在$2\;{\text{μ}}{\rm{m}}$波段附近的中红外微球激光器在生物医学传感、激光雷达、窄带光学滤波和空气污染监控等领域具有重要的应用价值. 本文以自制的Tm3+-Ho3+共掺的Ge-Ga-Sb-S (2S2G)硫系玻璃为基质材料, 采用玻璃粉末高温漂浮熔融法批量制备了高品质(典型品质因数大于105)硫系玻璃微球. 优选一颗直径为$205.82\;{\text{μ}}{\rm{m}}$的微球为实验对象, 利用光纤锥耦合法对其进行光学近场耦合实验. 在808 nm抽运光的作用下, 在1.8—$2.1\;{\text{μ}}{\rm{m}}$波段处可观测到明显的荧光回廊模现象. 当抽运功率达到0.848 mW的阈值时, 可在2080 nm附近观测到明显的激光输出. 上述实验结果表明本文采用的2S2G硫系玻璃具有用于制备工作在中远红外波段的有源光学/光电子学器件的潜力.

基于磷酸胍基间作用在L-精氨酸磷酸盐晶体特异性与生物化学功能中的重要角色, 已制备了含有磷酸胍基的新晶体磷酸双乙酸胍. 本文采用第一性原理计算了磷酸双乙酸胍晶体的电子结构与三个晶向上的光学性质, 探讨了其中基团间作用与光学性质的关联. 结果表明, 磷酸双乙酸胍晶体能隙为4.77 eV, 远小于磷酸二氢钾晶体, 更易吸收光子, 在胍基、羧基与磷酸根上发生电子跃迁. 磷酸双乙酸胍晶体在[100]和[010]方向光学性质相近, [001]晶向上胍基N-2p在价带内电子跃迁产生强吸收, 能量损失高且分布较窄, 光学应用受到限制, 该研究对理解和研究磷酸双乙酸胍晶体中基团间作用及其光学性质奠定了良好的基础.

基于矢量模式耦合理论, 在多模光纤中引入手性耦合纤芯结构, 设计了一种光纤型光轨道角动量调制器. 使用单根光纤, 无需施加扭转或应力, 可以实现任意光轨道角动量的调制. 通过理论分析与数值仿真, 研究了不同结构参数对轨道角动量模式纯度、传输损耗和有效折射率的影响. 在中心纤芯和旁纤芯传播常数不变的前提下, 旁纤芯数量对损耗影响较大, 通过相位匹配条件计算得到的螺距可以在一定数值范围内浮动变化, 两种纤芯的间距受限于模式损耗和光纤集成度.

缝洞型介质通常具有非均质性强、结构多尺度的特征. 传统数值方法在解决此类多尺度流动问题时, 难以兼顾计算精度与计算效率, 无法实际应用. 对此, 本文提出了多孔介质流体流动的多尺度分解法, 并应用于缝洞介质流动模拟, 能够大幅减小计算的复杂度, 同时可以通过控制均化程度控制计算精度. 该方法将求解空间分为若干个子空间的正交直和, 从而获得一个近线性的计算复杂度; 以分层计算的方式实现了快速计算, 另外这种方法是一种无网格方法, 具有较好的地层适应性. 同时, 采用离散缝洞模型简化缝洞结构, 进一步提高了计算效率. 详细阐述了基于多尺度分解法的多孔介质流体流动数值计算格式的建立, 重点介绍了如何在不同的层次上计算基函数. 数值结果表明, 本文提出的计算方法不仅能够准确捕捉多孔介质中的精细流动特征, 而且具有很高的计算效率, 是一种有效的流动模拟方法.

研究了不同温度下聚焦透镜到样品表面距离对激光诱导击穿光谱(laser-induced breakdown spectroscopy, LIBS)强度的影响, 使用Nd:YAG脉冲激光激发样品并产生等离子体, 探测的等离子体发射的光谱线为Cu (I) 510.55 nm, Cu (I) 515.32 nm和Cu (I) 521.82 nm. 使用透镜的焦距为200 mm, 测量的聚焦透镜到样品表面距离的范围为170—200 mm, 样品温度从25 ℃升高到270 ℃, 激光能量为26 mJ. 总体上, 升高样品温度能有效地提高LIBS光谱的辐射强度. 在25 ℃和100 ℃时, 光谱强度随着聚焦透镜到样品表面距离的增加而单调增加; 在样品温度更高(150, 200, 250和270 ℃)时, 光谱强度随着距离的增加出现先升高而后又降低的变化. 同时, 在样品接近焦点附近, 随着样品温度的升高, LIBS光谱强度的变化不明显, 还可能出现光谱强度随着样品温度升高而降低的情况, 这在通过升高样品温度来提高LIBS光谱强度中特别值得我们注意. 为了更进一步了解这两个条件对LIBS的影响, 计算了等离子体温度和电子密度, 发现等离子体温度和电子密度的变化与光谱强度的变化几乎一致, 更高样品温度下产生的等离子体温度和电子密度更高.

表面等离激元(surface plasmon polaritons, SPPs)控制具有重要意义. 表面电磁波全息法是在金属表面设计能有效控制SPP传输的凹槽阵列结构. 本文提出一种新的SPP传输的控制方法, 利用金属-光折变材料复合全息结构控制SPP传播. 在金属表面覆盖一层光折变材料, 两束SPP波在光折变材料内干涉生成全息结构, 利用此全息结构能够控制SPP的传播. 通过时域有限差分法模拟验证, 结果显示, 通过金属-光折变材料复合全息结构可以有效地控制SPP波束的传输, 实现SPP平面波束的单点聚焦、两点聚焦, 以及生成零阶和一阶高斯SPP波束. 经过优化发现, 光折变材料的最佳厚度为$3.3\;{\text{μ}}{\rm{m}}$, 最佳折射率调制度为0.06. 现有SPP控制器件主要是通过离子束刻蚀, 而金属-光折变材料复合全息结构不需要刻蚀, 从而扩展了SPP控制的器件的制作方法, 为SPPs的全光控制提供了新的思路, 使SPP全光控制成为可能, 进一步实现了SPP全光开关等功能.

提出了一种同心椭圆柱-纳米管复合结构, 该结构由金纳米管中内嵌椭圆形金柱构成, 利用时域有限差分法分析了尺寸参数、周围环境及纳米管内核材料对该结构光学性质的影响. 结果表明, 调节椭圆柱芯的旋转角度可产生双重偶极-偶极Fano共振, 其主要是由椭圆柱芯的纵向或横向偶极共振模式与纳米管的偶极成键和反成键模式杂化形成的超辐射成键模式和亚辐射成键模式之间的相互作用产生的, 且共振特性可通过调节复合结构的尺寸参数控制, 随椭圆柱长轴或短轴的增大而红移, 随纳米管外径的增大或整体尺寸的减小而蓝移, 当纳米管内径增大时高频Fano共振随着红移, 而低频Fano共振先蓝移再红移, 同时其对外界环境的变化不敏感, 但对纳米管内核材料变化有着较好的响应. 利用等离激元杂化理论对该现象进行了解释. 这些结果可为构造其他类型的多波段Fano共振二维或三维纳米结构提供一种新的方式.

LaAlO3/SrTiO3异质结界面体系具有新奇的二维自由电子气现象、暂态光电导效应、持续光电导效应等丰富的光电性质, 是近年来科学界研究的热点之一. 本文研究了场效应对LaAlO3/SrTiO3界面光电导效应的调控, 发现光电协同增强的场效应可以使得LaAlO3/SrTiO3界面产生显著的持续光电导效应, 进一步研究发现: 在光电协同效应的影响下, 随着负的背栅门电压的增加, 持续光电导的数值增大, 在–70 V附近达到极值; 随着负的背栅门电压处理时间的增加, 持续光电导的数值单调增加. LaAlO3/SrTiO3异质结中这种场增强的持续光电导效应可为多参数可调的光电子记忆器件的研发提供参考依据.

采用层间胶合方法制备了淬态非晶FeSiB/Cu/FeSiB三明治薄带, 研究了同尺寸单层薄带和三明治薄带的巨磁阻抗(giant magneto-impedance, GMI)随外磁场与带轴夹角$\beta$的变化特性. 结果表明, FeSiB单层薄带在7.0 MHz最佳响应频率下, GMI仅约30%, 外磁场与带轴夹角对单层薄带GMI几乎没有影响; 三明治薄带的GMI效应则十分显著, 在0.6 MHz最佳响应频率下, 纵、横向GMI比分别达到272%和464%, GMI随$\beta$的增大而增强; 所有$\beta$角的三明治薄带GMI曲线都出现各向异性峰, 各向异性峰随$\beta$的增大而展宽. 根据磁畴转动模型推导了薄带横向磁导率与各向异性场及$\beta$之间的函数关系式. 结果显示, 三明治薄带GMI随夹角$\beta$变化的特性与理论推算的横向磁导率变化有较好的一致性, 而单层薄带则不然. 该磁畴转动模型能定性解释三明治薄带GMI随外磁场方向变化特性.

使用红外激光刻蚀技术在镀金铝合金表面制备了多种形貌的微孔及交错沟槽阵列. 表征了两类激光刻蚀微阵列结构的三维形貌和二维精细形貌, 分析了样品表面非理想二级粗糙结构的形成机制. 研究了微阵列结构二次电子发射特性对表面形貌的依赖规律. 实验结果表明: 激光刻蚀得到的微阵列结构能够有效抑制镀金表面二次电子产额(secondary electron yield, SEY), 且抑制能力明显优于诸多其他表面处理技术; 微阵列结构对SEY的抑制能力与其孔隙率及深宽比呈现正相关, 且孔隙率对SEY的影响更为显著. 使用蒙特卡罗模拟方法并结合二次电子发射唯象模型和电子轨迹追踪算法, 仿真了各微结构表面二次电子发射特性, 模拟结果从理论上验证了微阵列结构孔隙率及深宽比对表面SEY的影响规律. 本文获得了能够剧烈降低镀金表面SEY的微阵列结构, 理论分析了SEY对微结构特征参数的依赖规律, 对开发空间微波系统中低SEY表面及提高镀金微波器件性能有重要意义.

采用双层线性耦合Lengyel-Epstein模型, 在二维空间对简单正四边和超点阵四边形进行了数值分析. 结果表明: 当两子系统波数比N>1时, 随耦合强度的增大, 基模的波矢空间共振形式发生改变, 系统由简单六边形自发演化为结构复杂的新型斑图, 除已报道的超六边形外, 还获得了简单正四边和多种超点阵四边形, 包括大小点、点线、白眼和环状超四边等斑图. 当耦合系数$\alpha $和$\beta $在一定范围内同步增大时, 两子系统形成相同波长的I型简单正四边; 当$\alpha $和$\beta $不同步增大时, 由于两图灵模在短波子系统形成共振, 系统斑图经相变发生I型正四边→II型正四边→超点阵四边形的转变; 当系统失去耦合作用时, 短波子系统波长为$\lambda $的I型正四边斑图迅速失稳并形成波长为$\lambda $/N的I型正四边, 随模拟时间的延长, 两子系统中不同波长的正四边均会经相变发生I型正四边→II型正四边→六边形的转变.

本文以60Co为辐照源, 针对3DG111型晶体管, 利用半导体参数分析仪和深能级缺陷瞬态谱仪, 研究高/低剂量率和有/无氢气浸泡条件下, 电性能和深能级缺陷的演化规律. 试验结果表明, 与高剂量率辐照相比, 低剂量率辐照条件下, 3DG111型晶体管的电流增益退化更加严重, 这说明该器件出现了明显的低剂量率增强效应; 无论是高剂量率还是低剂量率辐照条件下, 3DG111晶体管的辐射损伤缺陷均是氧化物正电荷和界面态陷阱, 并且低剂量率条件下, 缺陷能级较深; 氢气浸泡后在高剂量率辐照条件下, 与未进行氢气处理的器件相比, 辐射损伤程度明显加剧, 且与低剂量率辐照条件下器件的损伤程度相同, 缺陷数量、种类及能级也相同. 因此, 氢气浸泡处理可以作为低剂量率辐射损伤增强效应加速评估方法的有效手段.

采用供体-受体类型的共聚物构建了Al/共聚物/ITO结构的有机记忆器件, 并对其电流-电压(I-V)和电容-电压(C-V)特性进行了研究. 结果表明: 器件不仅表现出明显的记忆电阻特征, 而且在单个电阻状态下还存在记忆电容行为, 使器件呈现出两种电阻状态和与之对应的四种电容状态, 具有电阻和电容的双参量记忆能力. 在此基础上对器件的电容开关行为进行了电压幅值的调制, 使器件出现了更多的电容状态, 为多级存储的实现提供了一条有效途径. 最后通过引入分子内部极化算符, 建立了记忆电阻和记忆电容的关联性, 给出了描述器件双参量多状态特征的矩阵模型.

近年来, 依赖于先进光源的化学成像技术迅速发展, 极大提高了痕量检测的准确性, 在公共安全、环境、食品、医药、考古等领域具有重要的实用价值. 在痕量检测中, 通过将成像技术与光谱测量技术、质谱技术等相结合, 能够同时获取检验对象的物质组成和二维图像信息, 不仅可以揭示材料表面的痕量物质成分及其分布, 还可以在提高检验灵敏度的情况下, 减少甚至避免传统检测手段所需要的特殊显现剂, 因此与其他检验方法具有良好的兼容性. 本文以指纹检验这一典型的痕量检测问题为例, 阐述基于光谱和质谱成像技术的化学成像方法在痕量检测领域中的应用, 从定向针对特定组分的化学成像和非定向的直接化学成像两个方面, 综述了在指纹显现或显现增强中获得应用的主要成像手段, 包括可见-近红外成像、红外成像、拉曼成像、质谱成像等.