2012年 61卷 第22期
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2012, 61(22): 220201.
doi: 10.7498/aps.61.220201
摘要:
通过数学变换将一类厄尔尼诺-南方涛动 (简称 ENSO)的充电-放电振子模型转换成 van der Pol 方程, 由 van der Pol 方程的定性分析严格证明了该 ENSO 振荡子模型存在一个稳定的极限环.
通过数学变换将一类厄尔尼诺-南方涛动 (简称 ENSO)的充电-放电振子模型转换成 van der Pol 方程, 由 van der Pol 方程的定性分析严格证明了该 ENSO 振荡子模型存在一个稳定的极限环.
2012, 61(22): 220202.
doi: 10.7498/aps.61.220202
摘要:
研究了拓扑结构为连通无向图与连通二分图的一阶时延多智能系统分别在两类控制协议下的分组一致性问题. 基于广义Nyquist准则与频域控制理论的方法, 分析并得到了多智能体系统渐进分组收敛一致的充分条件. 通过该条件发现系统分组一致性的达到与系统的时延以及智能体间的耦合强度相关.同时, 时延的大小影响着系统的收敛速度与动态性能. 仿真实验的结果进一步验证了理论分析所得结论的正确性.
研究了拓扑结构为连通无向图与连通二分图的一阶时延多智能系统分别在两类控制协议下的分组一致性问题. 基于广义Nyquist准则与频域控制理论的方法, 分析并得到了多智能体系统渐进分组收敛一致的充分条件. 通过该条件发现系统分组一致性的达到与系统的时延以及智能体间的耦合强度相关.同时, 时延的大小影响着系统的收敛速度与动态性能. 仿真实验的结果进一步验证了理论分析所得结论的正确性.
2012, 61(22): 220203.
doi: 10.7498/aps.61.220203
摘要:
本文研究了一类具有时滞的厄尔尼诺-南方波涛动模型. 得到了该模型在平衡点稳定的充分条件.通过选择时滞 η为分岔参数,得到了当时滞 η 通过一系列的临界值时, Hopf分岔产生,然后,应用中心流形和规范型理论, 得到了确定Hopf分岔特性 (例如Hopf分岔方向和分岔周期解的稳定性以及Hopf分岔周期解的周期等) 的计算公式. 最后进行数值模拟验证了所得结果的正确性.
本文研究了一类具有时滞的厄尔尼诺-南方波涛动模型. 得到了该模型在平衡点稳定的充分条件.通过选择时滞 η为分岔参数,得到了当时滞 η 通过一系列的临界值时, Hopf分岔产生,然后,应用中心流形和规范型理论, 得到了确定Hopf分岔特性 (例如Hopf分岔方向和分岔周期解的稳定性以及Hopf分岔周期解的周期等) 的计算公式. 最后进行数值模拟验证了所得结果的正确性.
2012, 61(22): 220204.
doi: 10.7498/aps.61.220204
摘要:
蒙特卡罗模拟有时需要对多维相关随机变量进行模拟抽样. 本文介绍基于Choesky因子线性变换-非线性变换产生具有指定边缘分布和相关系数的多维相关随机变量抽样序列的一般方法, 给出一种简单易行的高效数值实现途径和一些模拟结果. 模拟结果表明, 该方法产生的各随机变量抽样序列间具有预期要求的相关性, 并能通过指定边缘分布Kolmogorov-Smirnov非参数假设检验. 对该方法应用中的一些限制问题进行了讨论.
蒙特卡罗模拟有时需要对多维相关随机变量进行模拟抽样. 本文介绍基于Choesky因子线性变换-非线性变换产生具有指定边缘分布和相关系数的多维相关随机变量抽样序列的一般方法, 给出一种简单易行的高效数值实现途径和一些模拟结果. 模拟结果表明, 该方法产生的各随机变量抽样序列间具有预期要求的相关性, 并能通过指定边缘分布Kolmogorov-Smirnov非参数假设检验. 对该方法应用中的一些限制问题进行了讨论.
2012, 61(22): 220205.
doi: 10.7498/aps.61.220205
摘要:
从布朗粒子运动所遵循的Langevin方程出发, 分析了周期性外力提供给布朗粒子的瞬时功率和平均功率, 揭示了双稳系统随机共振的能量输入机理. 理论分析与数值仿真结果表明, 布朗粒子吸收的瞬时功率随时间作周期性变化, 其变化的频率是周期性外力的2倍, 而其幅值和均值的大小都受控于噪声强度. 改变布朗粒子所处热环境的参数, 能有效地控制周期性外力的能量输入形式.
从布朗粒子运动所遵循的Langevin方程出发, 分析了周期性外力提供给布朗粒子的瞬时功率和平均功率, 揭示了双稳系统随机共振的能量输入机理. 理论分析与数值仿真结果表明, 布朗粒子吸收的瞬时功率随时间作周期性变化, 其变化的频率是周期性外力的2倍, 而其幅值和均值的大小都受控于噪声强度. 改变布朗粒子所处热环境的参数, 能有效地控制周期性外力的能量输入形式.
2012, 61(22): 220206.
doi: 10.7498/aps.61.220206
摘要:
作为超材料研究中的重点, 增益媒质因其放大特性而表现出良好的应用前景.本文基于四能级原子结构系统模型, 引入一种全新的抽运机理:高斯抽运. 用时域有限差分方法对增益媒质激光产生原理进行模拟计算. 数值模拟结果表明, 该模型和新抽运机理的频谱特性、阈值特性以及动态演化过程和理论分析一致. 研究结果可为计算更复杂超材料系统提供参考.
作为超材料研究中的重点, 增益媒质因其放大特性而表现出良好的应用前景.本文基于四能级原子结构系统模型, 引入一种全新的抽运机理:高斯抽运. 用时域有限差分方法对增益媒质激光产生原理进行模拟计算. 数值模拟结果表明, 该模型和新抽运机理的频谱特性、阈值特性以及动态演化过程和理论分析一致. 研究结果可为计算更复杂超材料系统提供参考.
2012, 61(22): 220301.
doi: 10.7498/aps.61.220301
摘要:
本文研究了等腰直角三角形中基于其波函数和能级结构的二维量子谱. 虽然这个量子台球系统的本征态是无法分离的, 但是关于两个变量的问题是完全可解的. 通过对二维量子系统的波函数做相应的傅里叶变换, 得到了系统的二维量子谱, 把得到的结果和经典的二维量子台球轨道做相应性的对比发现: 傅里叶变换的量子谱的峰值位置和经典轨道的长度之间存在着很好的对应关系, 这说明经典计算的结果和量子计算的结果符合得非常好, 从而进一步验证了周期轨道理论的正确性.
本文研究了等腰直角三角形中基于其波函数和能级结构的二维量子谱. 虽然这个量子台球系统的本征态是无法分离的, 但是关于两个变量的问题是完全可解的. 通过对二维量子系统的波函数做相应的傅里叶变换, 得到了系统的二维量子谱, 把得到的结果和经典的二维量子台球轨道做相应性的对比发现: 傅里叶变换的量子谱的峰值位置和经典轨道的长度之间存在着很好的对应关系, 这说明经典计算的结果和量子计算的结果符合得非常好, 从而进一步验证了周期轨道理论的正确性.
2012, 61(22): 220302.
doi: 10.7498/aps.61.220302
摘要:
本文首先对具有三体相互作用的一维自旋链系统的哈密顿量进行了对角化. 然后通过一个旋转操作求解了系统基态的几何相位, 通过数值计算几何相位及其导数随外界参数的变化, 考虑三体相互作用对几何相位以及量子相变的影响, 结果表明几何相位可以很好的用来表征该系统中的量子相变, 并且发现三体相互作用不但引起相变点平移, 而且可以产生新的临界点.
本文首先对具有三体相互作用的一维自旋链系统的哈密顿量进行了对角化. 然后通过一个旋转操作求解了系统基态的几何相位, 通过数值计算几何相位及其导数随外界参数的变化, 考虑三体相互作用对几何相位以及量子相变的影响, 结果表明几何相位可以很好的用来表征该系统中的量子相变, 并且发现三体相互作用不但引起相变点平移, 而且可以产生新的临界点.
2012, 61(22): 220303.
doi: 10.7498/aps.61.220303
摘要:
针对复杂结构的无线量子通信网络, 提出了无线自组织量子通信网络概念并设计其路由协议.该路由协议为按需路由协议, 路由度量基于相邻节点间的纠缠粒子对数目.需要发送携带信息的量子态的节点发起路由请求和建立过程, 由目的节点根据路由度量选择路径.目的节点选择路径后, 沿所选路径发送路由应答信息至源节点并通知路径中其他节点.信息传输过程中, 若所选路径中相邻节点间无线信道或者量子信道中断, 将重新发起一个路由发现过程, 建立新路由. 路径中节点收到路由应答信息后, 利用纠缠交换和两端逼近方法, 从路径两端向中间节点方向进行纠缠交换, 建立量子信道后, 通过量子远程传态传输携带信息的量子态, 从而实现无线自组织量子通信网络中任意两节点间信息的传递.
针对复杂结构的无线量子通信网络, 提出了无线自组织量子通信网络概念并设计其路由协议.该路由协议为按需路由协议, 路由度量基于相邻节点间的纠缠粒子对数目.需要发送携带信息的量子态的节点发起路由请求和建立过程, 由目的节点根据路由度量选择路径.目的节点选择路径后, 沿所选路径发送路由应答信息至源节点并通知路径中其他节点.信息传输过程中, 若所选路径中相邻节点间无线信道或者量子信道中断, 将重新发起一个路由发现过程, 建立新路由. 路径中节点收到路由应答信息后, 利用纠缠交换和两端逼近方法, 从路径两端向中间节点方向进行纠缠交换, 建立量子信道后, 通过量子远程传态传输携带信息的量子态, 从而实现无线自组织量子通信网络中任意两节点间信息的传递.
2012, 61(22): 220304.
doi: 10.7498/aps.61.220304
摘要:
图态是可以与数学上的图对应起来的多组分纠缠态, 图的顶点在此扮演多进制量子位而连线则表示两个多进制量子位之间的相互作用. 图态在量子纠错码、多体量子计算和单向量子计算中起重要作用. 本文系统研究多进制图态纠缠, 使用迭代计算等方法计算了局域幺正变换和图同构下不等价的所有9点图以下的三进制图态的纠缠及一部分四进制和五进制图态的纠缠, 纠缠测度可以是几何纠缠、相对熵纠缠和鲁棒性纠缠. 我们对计算结果进行了分类, 并分析了所得到的最近分离态.
图态是可以与数学上的图对应起来的多组分纠缠态, 图的顶点在此扮演多进制量子位而连线则表示两个多进制量子位之间的相互作用. 图态在量子纠错码、多体量子计算和单向量子计算中起重要作用. 本文系统研究多进制图态纠缠, 使用迭代计算等方法计算了局域幺正变换和图同构下不等价的所有9点图以下的三进制图态的纠缠及一部分四进制和五进制图态的纠缠, 纠缠测度可以是几何纠缠、相对熵纠缠和鲁棒性纠缠. 我们对计算结果进行了分类, 并分析了所得到的最近分离态.
2012, 61(22): 220305.
doi: 10.7498/aps.61.220305
摘要:
研究了处于对称双势阱中玻色-爱因斯坦凝聚体Rosen-Zener跃迁过程的多体量子涨落效应, 分析了末态平均布居数差与扫描周期的关系. 线性情况下, 得到了末态平均布居数差关于扫描周期的解析表达式, 该结果与平均场下的结果完全一致, 并利用数值方法进行了验证.非线性情况下, 通过数值计算发现, 快速扫描时末态平均布居数差与平均场情况下的结果符合比较好; 然而绝热扫描时与平均场情况却有着很大的不同: 末态平均布居数差随扫描周期的变化不再是平均场情况下的方波形式而是类似于正弦型的振荡, 而且振荡周期会随着粒子数N以及非线性参数c的增加而增大.
研究了处于对称双势阱中玻色-爱因斯坦凝聚体Rosen-Zener跃迁过程的多体量子涨落效应, 分析了末态平均布居数差与扫描周期的关系. 线性情况下, 得到了末态平均布居数差关于扫描周期的解析表达式, 该结果与平均场下的结果完全一致, 并利用数值方法进行了验证.非线性情况下, 通过数值计算发现, 快速扫描时末态平均布居数差与平均场情况下的结果符合比较好; 然而绝热扫描时与平均场情况却有着很大的不同: 末态平均布居数差随扫描周期的变化不再是平均场情况下的方波形式而是类似于正弦型的振荡, 而且振荡周期会随着粒子数N以及非线性参数c的增加而增大.
2012, 61(22): 220306.
doi: 10.7498/aps.61.220306
摘要:
通过数值求解超流序参量方程, 研究了强相互作用费米气体从光晶格中释放后的干涉条纹在谐振子势中的演化. 发现对于强相互作用的费米气体, 膨胀时弹性碰撞使得干涉条纹模糊. 为了消除原子间的弹性碰撞而获得近弹道膨胀, 实验上采用了快速磁场扫描技术. 数值模拟了强相互作用费米气体在膨胀前的快速磁场扫描过程, 得到了清晰的干涉条纹, 且发现干涉条纹在谐振子势中做长时间周期振荡. 计算了在不同超流区域所形成的干涉条纹, 与实验观测到的一致.
通过数值求解超流序参量方程, 研究了强相互作用费米气体从光晶格中释放后的干涉条纹在谐振子势中的演化. 发现对于强相互作用的费米气体, 膨胀时弹性碰撞使得干涉条纹模糊. 为了消除原子间的弹性碰撞而获得近弹道膨胀, 实验上采用了快速磁场扫描技术. 数值模拟了强相互作用费米气体在膨胀前的快速磁场扫描过程, 得到了清晰的干涉条纹, 且发现干涉条纹在谐振子势中做长时间周期振荡. 计算了在不同超流区域所形成的干涉条纹, 与实验观测到的一致.
2012, 61(22): 220501.
doi: 10.7498/aps.61.220501
摘要:
约化密度保真度(reduce density fidelity)可以用来描述量子多体系统的量子相变, 其是两个约化密度矩阵距离的度量.本文应用MERA (multi-scale entanglement reorganization ansatz) 算法, 模拟自旋为1的一维量子 Blume-Capel 模型, 并通过对约化密度保真度的计算, 确定出其基态相图.单点和两点约化密度矩阵所包含的至关重要的信息的量是不同的, 其会体现在约化密度保真度上.另外, 本文还从局域序参量和系统能隙的角度, 来探讨量子多体系统的相变.
约化密度保真度(reduce density fidelity)可以用来描述量子多体系统的量子相变, 其是两个约化密度矩阵距离的度量.本文应用MERA (multi-scale entanglement reorganization ansatz) 算法, 模拟自旋为1的一维量子 Blume-Capel 模型, 并通过对约化密度保真度的计算, 确定出其基态相图.单点和两点约化密度矩阵所包含的至关重要的信息的量是不同的, 其会体现在约化密度保真度上.另外, 本文还从局域序参量和系统能隙的角度, 来探讨量子多体系统的相变.
2012, 61(22): 220502.
doi: 10.7498/aps.61.220502
摘要:
以电流控制Buck-Boost变换器为例, 通过对输入电压和负载电阻等电路参数宽范围变化时开关变换器的开关状态的完整描述, 导出了电流控制开关变换器的两个电感电流边界, 建立了它的精确离散时间模型, 并利用分段线性模型验证了离散时间模型的正确性. 基于离散时间模型, 揭示了开关变换器存在周期分岔、边界碰撞分岔、鲁棒混沌和阵发混沌等复杂动力学行为;通过推演Jacobi矩阵, 给出了电路参数变化时最大Lyapunov指数和特征值的运动轨迹;并采用参数空间映射图, 由电路参数域对开关变换器的工作状态域进行了估计. 最后进行了电路实验制作, 实验观察结果与理论分析结果一致. 本文系统研究了开关变换器的动力学理论, 其分析方法和研究结果对开关变换器的设计及控制都具有重要的指导意义.
以电流控制Buck-Boost变换器为例, 通过对输入电压和负载电阻等电路参数宽范围变化时开关变换器的开关状态的完整描述, 导出了电流控制开关变换器的两个电感电流边界, 建立了它的精确离散时间模型, 并利用分段线性模型验证了离散时间模型的正确性. 基于离散时间模型, 揭示了开关变换器存在周期分岔、边界碰撞分岔、鲁棒混沌和阵发混沌等复杂动力学行为;通过推演Jacobi矩阵, 给出了电路参数变化时最大Lyapunov指数和特征值的运动轨迹;并采用参数空间映射图, 由电路参数域对开关变换器的工作状态域进行了估计. 最后进行了电路实验制作, 实验观察结果与理论分析结果一致. 本文系统研究了开关变换器的动力学理论, 其分析方法和研究结果对开关变换器的设计及控制都具有重要的指导意义.
2012, 61(22): 220503.
doi: 10.7498/aps.61.220503
摘要:
研究了玻色-爱因斯坦凝聚体中非线性相互作用对量子共振棘流的影响. 满足量子共振条件的周期驱动使得波包在动量空间出现弹道扩散, 当波包扩散具有特定方向时, 系统就出现定向的动量流.弱非线性相互作用下的冷原子分成两簇, 它们分别受到方向相反的稳定周期驱动力, 以各自恒定的加速度沿相反方向运动.波包在动量空间的扩散表现为两个稳定的沿相反方向运动的峰.非线性相互作用的增强使得正方向运动的冷原子减少, 负方向运动的冷原子增加, 从而系统的动量流减弱甚至反转.当非线性相互作用足够强时, 动量空间中的波包只有一个稳定的峰, 且峰值对应的动量不随时间变化.此时冷原子受的周期驱动力为零, 定向的动量流消失.
研究了玻色-爱因斯坦凝聚体中非线性相互作用对量子共振棘流的影响. 满足量子共振条件的周期驱动使得波包在动量空间出现弹道扩散, 当波包扩散具有特定方向时, 系统就出现定向的动量流.弱非线性相互作用下的冷原子分成两簇, 它们分别受到方向相反的稳定周期驱动力, 以各自恒定的加速度沿相反方向运动.波包在动量空间的扩散表现为两个稳定的沿相反方向运动的峰.非线性相互作用的增强使得正方向运动的冷原子减少, 负方向运动的冷原子增加, 从而系统的动量流减弱甚至反转.当非线性相互作用足够强时, 动量空间中的波包只有一个稳定的峰, 且峰值对应的动量不随时间变化.此时冷原子受的周期驱动力为零, 定向的动量流消失.
2012, 61(22): 220504.
doi: 10.7498/aps.61.220504
摘要:
针对受扰统一混沌系统, 提出一种主动自适应模糊积分滑模控制方法. 在保持原非线性积分滑模控制暂态性能的同时, 设计了一种改进非线性积分滑模控制方法, 保证了系统的稳定性.所提出控制方法减小了统一混沌系统的不可控状态和自适应模糊补偿项的逼近精度对系统状态误差的影响. 基于Lyapunov稳定性理论分析了系统的稳定性. 数值仿真结果表明,在存在参数摄动和外部扰动时, 能将统一混沌系统控制到目标点上. 数值仿真验证了所提出控制方法的有效性.
针对受扰统一混沌系统, 提出一种主动自适应模糊积分滑模控制方法. 在保持原非线性积分滑模控制暂态性能的同时, 设计了一种改进非线性积分滑模控制方法, 保证了系统的稳定性.所提出控制方法减小了统一混沌系统的不可控状态和自适应模糊补偿项的逼近精度对系统状态误差的影响. 基于Lyapunov稳定性理论分析了系统的稳定性. 数值仿真结果表明,在存在参数摄动和外部扰动时, 能将统一混沌系统控制到目标点上. 数值仿真验证了所提出控制方法的有效性.
2012, 61(22): 220505.
doi: 10.7498/aps.61.220505
摘要:
本文提出一种PIα 控制器设计方法, 实现了分数阶超混沌Chen系统的混沌同步.首先针对分数阶超混沌Chen系统设计了PIα 控制器, 然后利用改进的双参数Mittag-Leffler 函数估计定理和扩展的Gronwall引理证明了系统的稳定性, 并指出了使分数阶超混沌Chen系统同步的控制器参数需满足的条件.仿真结果证实了所设计方法的有效性.
本文提出一种PIα 控制器设计方法, 实现了分数阶超混沌Chen系统的混沌同步.首先针对分数阶超混沌Chen系统设计了PIα 控制器, 然后利用改进的双参数Mittag-Leffler 函数估计定理和扩展的Gronwall引理证明了系统的稳定性, 并指出了使分数阶超混沌Chen系统同步的控制器参数需满足的条件.仿真结果证实了所设计方法的有效性.
2012, 61(22): 220506.
doi: 10.7498/aps.61.220506
摘要:
为了提高混沌时间序列预测模型的预测精度, 提出一种基于差分进化(DE)算法的相空间重构和最小二乘支持向量机(LSSVM)模型参数组合优化方法. 该方法将相空间重构参数和LSSVM预测模型参数进行组合作为差分进化算法的个体, 以混沌时间序列预测精度作为个体的适应度函数, 通过循环迭代获得最优参数组合. 几个混沌时间序列的仿真实验结果表明, 与传统的优化方法相比, 参数组合优化方法具有更高的预测精度.
为了提高混沌时间序列预测模型的预测精度, 提出一种基于差分进化(DE)算法的相空间重构和最小二乘支持向量机(LSSVM)模型参数组合优化方法. 该方法将相空间重构参数和LSSVM预测模型参数进行组合作为差分进化算法的个体, 以混沌时间序列预测精度作为个体的适应度函数, 通过循环迭代获得最优参数组合. 几个混沌时间序列的仿真实验结果表明, 与传统的优化方法相比, 参数组合优化方法具有更高的预测精度.
2012, 61(22): 220507.
doi: 10.7498/aps.61.220507
摘要:
本文通过应用基于多尺度思想的(Pm, Gm)平面法和替代数据检验, 对来自于不同人群以及来自于健康年轻人清醒、睡眠状态下的心率变异性(heart rate variability, HRV)进行了时间不可逆性分析.结果表明:健康成人的HRV普遍存在着时间不可逆性, 而随着疾病的出现, 这种不可逆性减弱但并非消失, 大部分(超过75%)充血性心力衰竭患者的HRV仍具有时间不可逆性; 健康年轻人的HRV不可逆性存在着昼夜节律和显著的昼夜差异, 夜间睡眠时不可逆性更强.我们认为:由于产生HRV的心脏动力系统具有复杂的延迟特性, 在对HRV进行时间不可逆分析时, 为了得到更可靠的结论, 建议采用多尺度策略以及进行替代数据检验.综合考虑上述两个因素的分析方法也较好地统一了已有报道的不同结论.
本文通过应用基于多尺度思想的(Pm, Gm)平面法和替代数据检验, 对来自于不同人群以及来自于健康年轻人清醒、睡眠状态下的心率变异性(heart rate variability, HRV)进行了时间不可逆性分析.结果表明:健康成人的HRV普遍存在着时间不可逆性, 而随着疾病的出现, 这种不可逆性减弱但并非消失, 大部分(超过75%)充血性心力衰竭患者的HRV仍具有时间不可逆性; 健康年轻人的HRV不可逆性存在着昼夜节律和显著的昼夜差异, 夜间睡眠时不可逆性更强.我们认为:由于产生HRV的心脏动力系统具有复杂的延迟特性, 在对HRV进行时间不可逆分析时, 为了得到更可靠的结论, 建议采用多尺度策略以及进行替代数据检验.综合考虑上述两个因素的分析方法也较好地统一了已有报道的不同结论.
2012, 61(22): 220508.
doi: 10.7498/aps.61.220508
摘要:
进行了结构与参量不确定的网络与网络之间的混沌同步研究.通过设计适当的控制输入, 不但实现了两个复杂网络之间的混沌同步, 而且网络节点状态方程中的未知参量和网络内部节点之间的耦合强度也被同时确定. 通过采用具有调制损耗的CO2 激光器的状态方程进行仿真实验, 发现网络与网络之间的同步性能非常稳定.
进行了结构与参量不确定的网络与网络之间的混沌同步研究.通过设计适当的控制输入, 不但实现了两个复杂网络之间的混沌同步, 而且网络节点状态方程中的未知参量和网络内部节点之间的耦合强度也被同时确定. 通过采用具有调制损耗的CO2 激光器的状态方程进行仿真实验, 发现网络与网络之间的同步性能非常稳定.
2012, 61(22): 220509.
doi: 10.7498/aps.61.220509
摘要:
基于一构造的Wronskian形式展开法, 获得了(2+1)维sine-Gordon方程的一系列新形式的混合解. 这些解是三角函数、双曲函数及 Jacobi 椭圆函数等三种函数的组合形式.
基于一构造的Wronskian形式展开法, 获得了(2+1)维sine-Gordon方程的一系列新形式的混合解. 这些解是三角函数、双曲函数及 Jacobi 椭圆函数等三种函数的组合形式.
2012, 61(22): 220510.
doi: 10.7498/aps.61.220510
摘要:
混沌系统的平均绝对误差增长最初是用来刻画初始值误差增长的, 本文依照平均绝对误差增长的定义来研究模型误差的增长过程, 获得了一些很有意义的结论.研究发现, 在初期模型误差的平均绝对误差增长呈指数级增长, 增长指数同模型的扰动相关, 与真实系统最大Lyapunov指数没有直接关系.其后模型误差进入非线性增长过程, 误差增长放缓, 最终达到饱和.误差饱和值恒定, 当真实系统和模型系统吸引子差别较小时, 模型误差饱和值基本上同真实系统的初始值误差饱和值相等. 利用上述研究结论可以求出模型的可预报期限, 这在数值天气预报中具有重要的意义. 进而利用模型的可预报期限可以对同一真实系统的不同模型进行评价, 相对真实系统越精确的模型拥有更高的可预报期限. 这对新模型的开发具有很强的指导作用.
混沌系统的平均绝对误差增长最初是用来刻画初始值误差增长的, 本文依照平均绝对误差增长的定义来研究模型误差的增长过程, 获得了一些很有意义的结论.研究发现, 在初期模型误差的平均绝对误差增长呈指数级增长, 增长指数同模型的扰动相关, 与真实系统最大Lyapunov指数没有直接关系.其后模型误差进入非线性增长过程, 误差增长放缓, 最终达到饱和.误差饱和值恒定, 当真实系统和模型系统吸引子差别较小时, 模型误差饱和值基本上同真实系统的初始值误差饱和值相等. 利用上述研究结论可以求出模型的可预报期限, 这在数值天气预报中具有重要的意义. 进而利用模型的可预报期限可以对同一真实系统的不同模型进行评价, 相对真实系统越精确的模型拥有更高的可预报期限. 这对新模型的开发具有很强的指导作用.
2012, 61(22): 220511.
doi: 10.7498/aps.61.220511
摘要:
研究两种高聚类系数无标度网络演化机理对网络同步能力的影响.首先, 以Holme和Kim(HK)模型为基础, 提出了度分布和聚类系数均可调的扩展HK模型(EHK模型). 扩展HK模型将HK模型中的三角结构扩展到了旧节点之间, 解决了HK模型边的演化只存在新旧节点之间以及每个时间步加入网络节点的边数固定的不足. 其次, 研究了三角结构演化机理对网络同步能力的影响.最后, 仿真研究发现三角结构的演化机理降低了两类无权网络的同步能力.
研究两种高聚类系数无标度网络演化机理对网络同步能力的影响.首先, 以Holme和Kim(HK)模型为基础, 提出了度分布和聚类系数均可调的扩展HK模型(EHK模型). 扩展HK模型将HK模型中的三角结构扩展到了旧节点之间, 解决了HK模型边的演化只存在新旧节点之间以及每个时间步加入网络节点的边数固定的不足. 其次, 研究了三角结构演化机理对网络同步能力的影响.最后, 仿真研究发现三角结构的演化机理降低了两类无权网络的同步能力.
2012, 61(22): 220601.
doi: 10.7498/aps.61.220601
摘要:
自由空间法具有非接触、非破坏性测试特点,适于材料的电磁参数测试. 根据材料反射率扫频测试的特性,提出了一种基于谐振特性测试材料电磁参数的新的自由空间法.通过理论分析,研究了发生相消和相长干涉的条件, 给出了应用干涉位置和材料厚度测试材料介电常数实部的理论计算公式. 利用谐振峰/谷的位置及其相互关系可以计算材料介电常数虚部, 而利用波谷比值法比驻波比值法容易达到更高的计算精度.
自由空间法具有非接触、非破坏性测试特点,适于材料的电磁参数测试. 根据材料反射率扫频测试的特性,提出了一种基于谐振特性测试材料电磁参数的新的自由空间法.通过理论分析,研究了发生相消和相长干涉的条件, 给出了应用干涉位置和材料厚度测试材料介电常数实部的理论计算公式. 利用谐振峰/谷的位置及其相互关系可以计算材料介电常数虚部, 而利用波谷比值法比驻波比值法容易达到更高的计算精度.
2012, 61(22): 220701.
doi: 10.7498/aps.61.220701
摘要:
本文研究的傅里叶变换红外光谱仪利用两面多级反射镜阵列替代时间调制型傅里叶变换光谱仪中的平面反射镜, 以多级反射镜阵列对干涉图数据进行二维采样, 从而减小系统的体积并增加系统的稳定性.由于多级反射镜阵列在其制作过程中加工精度的限制, 各子反射镜之间会存在厚度偏差ε与角度偏差θ, 这将影响到采样干涉图的光强分布与复原光谱的质量.本文将各子反射镜的 ε与θ 作为随机变量, 利用Monte Carlo方法对傅里叶变换光谱仪中所有子反射镜的误差项进行合成, 并通过对误差合成后光谱误差因子 Q的统计分析来评价子反射镜的各误差项对复原光谱的影响. 统计结果表明, Q的统计均值随着σε 与σθ 的增加表现为一单调递增的曲面, 且与两个偏差之间具有准线性关系. 依据对Q的统计分析, 可以确定多级反射镜阵列各子反射镜ε 与θ 的容限.
本文研究的傅里叶变换红外光谱仪利用两面多级反射镜阵列替代时间调制型傅里叶变换光谱仪中的平面反射镜, 以多级反射镜阵列对干涉图数据进行二维采样, 从而减小系统的体积并增加系统的稳定性.由于多级反射镜阵列在其制作过程中加工精度的限制, 各子反射镜之间会存在厚度偏差ε与角度偏差θ, 这将影响到采样干涉图的光强分布与复原光谱的质量.本文将各子反射镜的 ε与θ 作为随机变量, 利用Monte Carlo方法对傅里叶变换光谱仪中所有子反射镜的误差项进行合成, 并通过对误差合成后光谱误差因子 Q的统计分析来评价子反射镜的各误差项对复原光谱的影响. 统计结果表明, Q的统计均值随着σε 与σθ 的增加表现为一单调递增的曲面, 且与两个偏差之间具有准线性关系. 依据对Q的统计分析, 可以确定多级反射镜阵列各子反射镜ε 与θ 的容限.
2012, 61(22): 220702.
doi: 10.7498/aps.61.220702
摘要:
本文研究了0.8 μm SOI NMOS晶体管, 经剂量率为50 rad(Si)/s 的60Co γ射线辐照之后的总剂量效应, 分析了器件在不同辐照条件和测量偏置下的辐照响应特性. 研究结果表明: 器件辐照时的栅偏置电压越高, 辐照后栅氧化层中积累的空穴陷阱电荷越多, 引起的漏极泄漏电流越大.对于漏偏置为5 V的器件, 当栅电压大于阈值电压时, 前栅ID-VG特性曲线中的漏极电流因碰撞电离而突然增大, 体电极的电流曲线呈现倒立的钟形.
本文研究了0.8 μm SOI NMOS晶体管, 经剂量率为50 rad(Si)/s 的60Co γ射线辐照之后的总剂量效应, 分析了器件在不同辐照条件和测量偏置下的辐照响应特性. 研究结果表明: 器件辐照时的栅偏置电压越高, 辐照后栅氧化层中积累的空穴陷阱电荷越多, 引起的漏极泄漏电流越大.对于漏偏置为5 V的器件, 当栅电压大于阈值电压时, 前栅ID-VG特性曲线中的漏极电流因碰撞电离而突然增大, 体电极的电流曲线呈现倒立的钟形.
2012, 61(22): 221301.
doi: 10.7498/aps.61.221301
摘要:
本文在经过固溶和冷变形处理Cu-Cr-Zr合金的等温时效过程中同时施加电流密度为100 A/cm2的直流电流和不同磁感应强度的静磁场, 发现电磁复合场能显著影响Cu-Cr-Zr合金的组织及性能.和无磁场下时效后合金性能相比, 施加磁场后的合金电导率和显微硬度值均有一定程度的升高, 其中在350 ℃, 10 T磁场下效果最明显, 分别升高了22.1% IACS和25.3 HV. 利用透射电镜观察显微组织观察发现, 施加磁场后合金组织中位错密度有所降低, 同时出现了大量细小弥散的铬析出物, 表明电磁复合场能进一步促进铜合金的时效过程, 在低温时效时尤其明显. 分析认为, 电磁复合场对Cu-Cr-Zr合金时效过程的促进作用机理是磁场增强了电流的"电子风"效应.
本文在经过固溶和冷变形处理Cu-Cr-Zr合金的等温时效过程中同时施加电流密度为100 A/cm2的直流电流和不同磁感应强度的静磁场, 发现电磁复合场能显著影响Cu-Cr-Zr合金的组织及性能.和无磁场下时效后合金性能相比, 施加磁场后的合金电导率和显微硬度值均有一定程度的升高, 其中在350 ℃, 10 T磁场下效果最明显, 分别升高了22.1% IACS和25.3 HV. 利用透射电镜观察显微组织观察发现, 施加磁场后合金组织中位错密度有所降低, 同时出现了大量细小弥散的铬析出物, 表明电磁复合场能进一步促进铜合金的时效过程, 在低温时效时尤其明显. 分析认为, 电磁复合场对Cu-Cr-Zr合金时效过程的促进作用机理是磁场增强了电流的"电子风"效应.
2012, 61(22): 223101.
doi: 10.7498/aps.61.223101
摘要:
采用基于密度泛函理论的第一性原理平面波超软赝势法, 计算了未掺杂, W, S单掺杂及W-S共掺杂TiO2的电子结构和光学性质.结果表明:掺杂后晶格畸变, 晶格常数变大并在TiO2禁带中引入杂质能级.对于S单掺杂TiO2, 禁带宽度减小和杂质能级的引入导致吸收光谱红移, 而对于W单掺杂和W-S共掺杂, 禁带宽度的明显增大致使掺杂后TiO2的吸收光谱蓝移.
采用基于密度泛函理论的第一性原理平面波超软赝势法, 计算了未掺杂, W, S单掺杂及W-S共掺杂TiO2的电子结构和光学性质.结果表明:掺杂后晶格畸变, 晶格常数变大并在TiO2禁带中引入杂质能级.对于S单掺杂TiO2, 禁带宽度减小和杂质能级的引入导致吸收光谱红移, 而对于W单掺杂和W-S共掺杂, 禁带宽度的明显增大致使掺杂后TiO2的吸收光谱蓝移.
2012, 61(22): 223401.
doi: 10.7498/aps.61.223401
摘要:
基于Poveda 等计算得到的DMBE势能面, 运用准经典轨线的方法研究了同位素取代和碰撞能对N(4S)+H2反应的立体动力学性质的影响. 计算并讨论了两矢量 k-j' 相关分布函数P(r), 三矢量 k-k'-j'相关分布函数P(r),空间分布函数P(r, r), 微分反应截面和积分反应截面. 研究了碰撞能从25 kcal/mol到80 kcal/mol变化对三个反应N+H2, N+D2和N+T2的影响. 结果表明: 分子间同位素和碰撞能均会对反应立体动力学性质产生一定的影响.
基于Poveda 等计算得到的DMBE势能面, 运用准经典轨线的方法研究了同位素取代和碰撞能对N(4S)+H2反应的立体动力学性质的影响. 计算并讨论了两矢量 k-j' 相关分布函数P(r), 三矢量 k-k'-j'相关分布函数P(r),空间分布函数P(r, r), 微分反应截面和积分反应截面. 研究了碰撞能从25 kcal/mol到80 kcal/mol变化对三个反应N+H2, N+D2和N+T2的影响. 结果表明: 分子间同位素和碰撞能均会对反应立体动力学性质产生一定的影响.
2012, 61(22): 223701.
doi: 10.7498/aps.61.223701
摘要:
本文报道了对87Rb冷原子云聚焦的微磁透镜实验. 磁透镜的核心部件是一个半径为2 mm的微型线圈. 当冷原子云沿线圈轴向运动到线圈附近时, 线圈产生的非均匀磁场会对原子云实现纵向压缩. 在线圈电流加载时间为10 ms的情况下, 原子云纵向尺寸随线圈电流增加先表现为会聚趋势;在某一电流值(0.9 A)之后, 表现为扩散趋势. 与不加载线圈电流的情形相比较, 电流为0.9 A时的冷原子云纵向尺寸缩小了一个多量级, 透镜焦距约为1.3 mm. 通过同时调节线圈电流的大小和作用时间, 可实现对透镜焦距的调节. 同时用数值模拟方法模拟了实验过程, 模拟结果与实验结果基本符合.
本文报道了对87Rb冷原子云聚焦的微磁透镜实验. 磁透镜的核心部件是一个半径为2 mm的微型线圈. 当冷原子云沿线圈轴向运动到线圈附近时, 线圈产生的非均匀磁场会对原子云实现纵向压缩. 在线圈电流加载时间为10 ms的情况下, 原子云纵向尺寸随线圈电流增加先表现为会聚趋势;在某一电流值(0.9 A)之后, 表现为扩散趋势. 与不加载线圈电流的情形相比较, 电流为0.9 A时的冷原子云纵向尺寸缩小了一个多量级, 透镜焦距约为1.3 mm. 通过同时调节线圈电流的大小和作用时间, 可实现对透镜焦距的调节. 同时用数值模拟方法模拟了实验过程, 模拟结果与实验结果基本符合.
2012, 61(22): 223702.
doi: 10.7498/aps.61.223702
摘要:
本文提出了用液晶空间光调制器制作复合相位光栅、产生三维光阱阵列的新方案. 在本方案中, 首先将一维矩形光栅转变为能够产生纵向光阱阵列的环形光栅, 再把环形光栅和二维矩形光栅组合成复合光栅. 根据现有空间光调制器的技术参数, 模拟仿真设计了产生5× 5× 5光阱阵列的光栅, 以普通功率的高斯光波为输入光, 正透镜聚焦衍射光, 计算输出光强分布, 结果表明: 在透镜焦点附近获得具有很高峰值光强和光强梯度的三维光阱阵列, 囚禁冷原子的光学偶极势达到mK量级, 对原子的作用力远大于原子的重力. 用大功率激光作为输入光波时, 产生的光阱阵列也能用于囚禁Stark减速后的冷分子.
本文提出了用液晶空间光调制器制作复合相位光栅、产生三维光阱阵列的新方案. 在本方案中, 首先将一维矩形光栅转变为能够产生纵向光阱阵列的环形光栅, 再把环形光栅和二维矩形光栅组合成复合光栅. 根据现有空间光调制器的技术参数, 模拟仿真设计了产生5× 5× 5光阱阵列的光栅, 以普通功率的高斯光波为输入光, 正透镜聚焦衍射光, 计算输出光强分布, 结果表明: 在透镜焦点附近获得具有很高峰值光强和光强梯度的三维光阱阵列, 囚禁冷原子的光学偶极势达到mK量级, 对原子的作用力远大于原子的重力. 用大功率激光作为输入光波时, 产生的光阱阵列也能用于囚禁Stark减速后的冷分子.
2012, 61(22): 224101.
doi: 10.7498/aps.61.224101
摘要:
扩展互作用速调管放大器是一种高功率、 高频率的毫米波放大器, 具有广阔的应用前景. 本文基于电磁模拟软件和三维PIC模拟软件,对工作在W波段扩展互作用速调管放大器进行了设计和仿真. 在电子注电压30 kV, 电流8 A的条件下,器件的输出微波功率43 kW,频率96.8 GHz, 增益49.3 dB,效率18%.
扩展互作用速调管放大器是一种高功率、 高频率的毫米波放大器, 具有广阔的应用前景. 本文基于电磁模拟软件和三维PIC模拟软件,对工作在W波段扩展互作用速调管放大器进行了设计和仿真. 在电子注电压30 kV, 电流8 A的条件下,器件的输出微波功率43 kW,频率96.8 GHz, 增益49.3 dB,效率18%.
2012, 61(22): 224102.
doi: 10.7498/aps.61.224102
摘要:
在毫米波和亚毫米波段探测技术中,为了满足低的透射带插入损耗及反射带反射损耗的需要, 本文设计了一种基于波导阵列结构的频率选择性滤波器,通过结构参数的优化设计,克服了大角度入射下透射带插入损耗大的缺点,并且还具有对入射角度变化不太敏感的优点,满足了实际工程设计的需要.另外这种滤波器还兼具有双极化信号的检测特性,对TE波和TM波有基本一致的频率响应,可以同时检测双极化信号. 文中首先根据指标要求给出滤波器结构参数的设计初值,然后通过软件进行仿真优化设计,最后给出一种低损耗的滤波器结构,仿真结果表明设计的滤波器满足系统的性能要求,接着详细分析了透射带插入损耗的主要来源. 最后给出了滤波器各个参数的误差灵敏度分析,为实物加工提供了工艺参考.
在毫米波和亚毫米波段探测技术中,为了满足低的透射带插入损耗及反射带反射损耗的需要, 本文设计了一种基于波导阵列结构的频率选择性滤波器,通过结构参数的优化设计,克服了大角度入射下透射带插入损耗大的缺点,并且还具有对入射角度变化不太敏感的优点,满足了实际工程设计的需要.另外这种滤波器还兼具有双极化信号的检测特性,对TE波和TM波有基本一致的频率响应,可以同时检测双极化信号. 文中首先根据指标要求给出滤波器结构参数的设计初值,然后通过软件进行仿真优化设计,最后给出一种低损耗的滤波器结构,仿真结果表明设计的滤波器满足系统的性能要求,接着详细分析了透射带插入损耗的主要来源. 最后给出了滤波器各个参数的误差灵敏度分析,为实物加工提供了工艺参考.
2012, 61(22): 224201.
doi: 10.7498/aps.61.224201
摘要:
本文提出了宽场、消色差、温度补偿风成像干涉仪(FATWindII)中次级条纹的精确计算模型, 并模拟了次级条纹在探测器上的分布; 计算了由次级条纹引起的温度与风速的反演误差.在三维坐标下, 推导了任意倾斜角楔形补偿玻璃的调制度调制函数和相位漂移公式, 并得到了FATWindII的楔形补偿玻璃的最佳倾斜角. 结论表明, 采用增透膜与楔形补偿玻璃结合的方法可将FATWindII中的次级条纹的相对强度压制到低于2.5%, 并使次级条纹引入的温度和风速反演误差低于0.05 K和0.045 m/s. 此研究为宽场、消色差、温度补偿风成像干涉仪的设计、研制以及定标提供了重要的理论依据及实践指导.
本文提出了宽场、消色差、温度补偿风成像干涉仪(FATWindII)中次级条纹的精确计算模型, 并模拟了次级条纹在探测器上的分布; 计算了由次级条纹引起的温度与风速的反演误差.在三维坐标下, 推导了任意倾斜角楔形补偿玻璃的调制度调制函数和相位漂移公式, 并得到了FATWindII的楔形补偿玻璃的最佳倾斜角. 结论表明, 采用增透膜与楔形补偿玻璃结合的方法可将FATWindII中的次级条纹的相对强度压制到低于2.5%, 并使次级条纹引入的温度和风速反演误差低于0.05 K和0.045 m/s. 此研究为宽场、消色差、温度补偿风成像干涉仪的设计、研制以及定标提供了重要的理论依据及实践指导.
2012, 61(22): 224202.
doi: 10.7498/aps.61.224202
摘要:
在高功率激光装置的束匀滑元件应用中, 如何提高焦斑的能量集中度, 是系统的一大关键难题, 尤其是对于具有台阶相位突变的二元光学元件. 本文最近的研究表明, 通过抑制高衍射级次的能量损失, 多台阶相位板既能提供很好的均匀焦斑, 又能集中绝大部分能量于其中. 后续的理论分析和实验测试论证了此改进方案, 由此获得超过90%能量利用率的匀滑焦斑不再是大口径(100 mm)多台阶衍射光学元件无法逾越的障碍.
在高功率激光装置的束匀滑元件应用中, 如何提高焦斑的能量集中度, 是系统的一大关键难题, 尤其是对于具有台阶相位突变的二元光学元件. 本文最近的研究表明, 通过抑制高衍射级次的能量损失, 多台阶相位板既能提供很好的均匀焦斑, 又能集中绝大部分能量于其中. 后续的理论分析和实验测试论证了此改进方案, 由此获得超过90%能量利用率的匀滑焦斑不再是大口径(100 mm)多台阶衍射光学元件无法逾越的障碍.
2012, 61(22): 224203.
doi: 10.7498/aps.61.224203
摘要:
提出了基于同时受到一个驱动混沌信号非相干光注入的两个响应半导体激光器之间的混沌同步以实现双向保密通信的系统方案, 并对系统的混沌同步特性以及两个响应激光器之间的内部参数失配对同步特性的影响进行了研究. 研究结果表明: 通过选取合适的系统参量, 可以实现响应激光器与驱动激光器之间同步系数较小而两响应激光器之间达到高质量混沌同步；两响应激光器之间的内部参数失配对它们之间的同步性能虽然有一定的影响, 但影响比较小. 另外, 本文还对两个2 Gbit/s的信息在该系统中双向传输时的隐藏和解调效果以及系统的安全性进行了分析.
提出了基于同时受到一个驱动混沌信号非相干光注入的两个响应半导体激光器之间的混沌同步以实现双向保密通信的系统方案, 并对系统的混沌同步特性以及两个响应激光器之间的内部参数失配对同步特性的影响进行了研究. 研究结果表明: 通过选取合适的系统参量, 可以实现响应激光器与驱动激光器之间同步系数较小而两响应激光器之间达到高质量混沌同步；两响应激光器之间的内部参数失配对它们之间的同步性能虽然有一定的影响, 但影响比较小. 另外, 本文还对两个2 Gbit/s的信息在该系统中双向传输时的隐藏和解调效果以及系统的安全性进行了分析.
2012, 61(22): 224204.
doi: 10.7498/aps.61.224204
摘要:
研究了主动拉曼增益原子介质在单向环形腔中的光学双稳态. 该系统是一个相干共振的n型四能级原子系统, 可在室温下实现, 有能级失谐量、原子数密度、抽运场、控制场等较多的可调参数, 且有无增益的透明窗口. 完全通过解析方法定量给出实现光学双稳态的条件, 以及可调参数的取值范围, 并进一步给出实现光学多稳态的条件, 为实验上实现光学双稳态与多稳态提供了理论依据.
研究了主动拉曼增益原子介质在单向环形腔中的光学双稳态. 该系统是一个相干共振的n型四能级原子系统, 可在室温下实现, 有能级失谐量、原子数密度、抽运场、控制场等较多的可调参数, 且有无增益的透明窗口. 完全通过解析方法定量给出实现光学双稳态的条件, 以及可调参数的取值范围, 并进一步给出实现光学多稳态的条件, 为实验上实现光学双稳态与多稳态提供了理论依据.
2012, 61(22): 224701.
doi: 10.7498/aps.61.224701
摘要:
光滑粒子动力学方法是一种拉格朗日型无网格粒子方法, 在模拟大变形和自由表面流方面具有特殊的优势, 已经在工程和科学领域得到了广泛的应用. 然而, 长期以来, 传统光滑粒子动力学方法一直受到应力不稳定性的困扰, 从而限制了它的进一步发展和应用. 应力不稳定性的根本原因在于应力状态与核函数的不匹配:负压状态下粒子间产生吸引力, 吸引力随着粒子间距的减小而增大, 导致拉伸不稳定性;正压状态下粒子间产生排斥力, 排斥力随着粒子间距的减小而先增大后减小, 导致压缩不稳定性. 本文通过改进光滑粒子动力学方法的核函数和离散格式, 使得无论在正压还是负压状态下粒子间的作用力恒为排斥力, 且排斥力随着粒子间距的减小而增大, 从而防止粒子聚集等现象, 解决应力不稳定问题. 分别使用改进前后的光滑粒子动力学方法模拟两个典型的应力不稳定算例, 结果表明本文的改进方法能够有效地消除应力不稳定性.
光滑粒子动力学方法是一种拉格朗日型无网格粒子方法, 在模拟大变形和自由表面流方面具有特殊的优势, 已经在工程和科学领域得到了广泛的应用. 然而, 长期以来, 传统光滑粒子动力学方法一直受到应力不稳定性的困扰, 从而限制了它的进一步发展和应用. 应力不稳定性的根本原因在于应力状态与核函数的不匹配:负压状态下粒子间产生吸引力, 吸引力随着粒子间距的减小而增大, 导致拉伸不稳定性;正压状态下粒子间产生排斥力, 排斥力随着粒子间距的减小而先增大后减小, 导致压缩不稳定性. 本文通过改进光滑粒子动力学方法的核函数和离散格式, 使得无论在正压还是负压状态下粒子间的作用力恒为排斥力, 且排斥力随着粒子间距的减小而增大, 从而防止粒子聚集等现象, 解决应力不稳定问题. 分别使用改进前后的光滑粒子动力学方法模拟两个典型的应力不稳定算例, 结果表明本文的改进方法能够有效地消除应力不稳定性.
2012, 61(22): 224702.
doi: 10.7498/aps.61.224702
摘要:
为研究水下爆炸气泡同波浪的相互作用, 本文引入数值与解析相结合的方法来考虑远场对气泡的影响, 并解决了开域自由面在边界积分中的奇异性问题. 然后通过将流场速度势分解为波浪入射势和气泡扰动势, 研究了波浪对近自由面气泡的动态特性的影响, 并对不同特征参数的波浪下水下爆炸气泡进行模拟, 分析了波长和初始相位角对气泡动态特性的影响. 通过对结果的分析发现: 对于气泡自身形态, 在收缩阶段波浪的存在会使气泡上半部分以及自由面诱导射流产生偏移; 而对与水冢形态, 除了会产生偏移, 水冢高度和宽度也会受到明显的影响. 这种影响程度随初始相位角周期性变化, 而在本文所研究的波长范围内, 随波长的增加递减.
为研究水下爆炸气泡同波浪的相互作用, 本文引入数值与解析相结合的方法来考虑远场对气泡的影响, 并解决了开域自由面在边界积分中的奇异性问题. 然后通过将流场速度势分解为波浪入射势和气泡扰动势, 研究了波浪对近自由面气泡的动态特性的影响, 并对不同特征参数的波浪下水下爆炸气泡进行模拟, 分析了波长和初始相位角对气泡动态特性的影响. 通过对结果的分析发现: 对于气泡自身形态, 在收缩阶段波浪的存在会使气泡上半部分以及自由面诱导射流产生偏移; 而对与水冢形态, 除了会产生偏移, 水冢高度和宽度也会受到明显的影响. 这种影响程度随初始相位角周期性变化, 而在本文所研究的波长范围内, 随波长的增加递减.
2012, 61(22): 225201.
doi: 10.7498/aps.61.225201
摘要:
根据Sigmund溅射能量沉积理论建立了低能离子入射光学元件引起的能量扰动层厚度模型.理论推导了离子束倾斜入射时光学元件表面的束流密度, 并建立了低能离子束对光学元件的热量沉积模型.采用Monte Carlo方法模拟了低能离子与熔石英光学表面的相互作用.分析了离子能量、离子类型、入射角度等参数对光学元件热量沉积和扰动层深度的影响规律.以离子束沉积在工件的能量作为热源, 采用有限元分析软件ANSYS模拟了离子束入射工件的温度场分布、温度梯度场分布和温度应力分布.入射表面温度和热梯度呈高斯分布, 束斑中心最高并向工件边缘逐渐减小.入射表面束斑区域受热膨胀, 其膨胀受到外环区域的制约, 从中心区域到大约束斑半峰值半径的区域, 所受环向应力为压应力, 在大致束斑半峰值半径以外区域为拉应力.
根据Sigmund溅射能量沉积理论建立了低能离子入射光学元件引起的能量扰动层厚度模型.理论推导了离子束倾斜入射时光学元件表面的束流密度, 并建立了低能离子束对光学元件的热量沉积模型.采用Monte Carlo方法模拟了低能离子与熔石英光学表面的相互作用.分析了离子能量、离子类型、入射角度等参数对光学元件热量沉积和扰动层深度的影响规律.以离子束沉积在工件的能量作为热源, 采用有限元分析软件ANSYS模拟了离子束入射工件的温度场分布、温度梯度场分布和温度应力分布.入射表面温度和热梯度呈高斯分布, 束斑中心最高并向工件边缘逐渐减小.入射表面束斑区域受热膨胀, 其膨胀受到外环区域的制约, 从中心区域到大约束斑半峰值半径的区域, 所受环向应力为压应力, 在大致束斑半峰值半径以外区域为拉应力.
2012, 61(22): 225202.
doi: 10.7498/aps.61.225202
摘要:
超热电子的产生及其转化效率是快点火中的重要研究内容, 也是优化快点火中的激光等离子体参数、降低对点火脉冲能量需求等方面的重要依据. 纳米丝靶是提高激光-超热电子转化效率的一种有效途径, 为了进一步理解激光-纳米丝靶相互作用中超热电子的产生过程以及加热方式, 本文应用二维PIC(Flips2D)程序进行了相关的数值模拟. 通过研究电子在丝靶中的运动轨迹发现了远离互作用面的冷电子通过回流的方式向互作用面运动, 然后在互作用面附近与激光场相互作用被加热;研究了单个激光周期内电子密度和电子能量密度的变化, 确定了反向运动的电子的能量要远小于前向运动的电子能量, 确定了反向运动的电子大部分是冷电子的回流;通过研究场与电子空间位置随时间变化的关系, 确定了丝靶中超热电子的加热机理为J B机理.
超热电子的产生及其转化效率是快点火中的重要研究内容, 也是优化快点火中的激光等离子体参数、降低对点火脉冲能量需求等方面的重要依据. 纳米丝靶是提高激光-超热电子转化效率的一种有效途径, 为了进一步理解激光-纳米丝靶相互作用中超热电子的产生过程以及加热方式, 本文应用二维PIC(Flips2D)程序进行了相关的数值模拟. 通过研究电子在丝靶中的运动轨迹发现了远离互作用面的冷电子通过回流的方式向互作用面运动, 然后在互作用面附近与激光场相互作用被加热;研究了单个激光周期内电子密度和电子能量密度的变化, 确定了反向运动的电子的能量要远小于前向运动的电子能量, 确定了反向运动的电子大部分是冷电子的回流;通过研究场与电子空间位置随时间变化的关系, 确定了丝靶中超热电子的加热机理为J B机理.
2012, 61(22): 225203.
doi: 10.7498/aps.61.225203
摘要:
采用三维粒子模拟/蒙特卡洛模型自洽地模拟了增强辉光放电等离子体离子注入过程中离子产生和注入,获得了放电空间的离子总数、电势分布、等离子体密度分布和离子入射剂量等信息.模拟结果表明, 5 μs时鞘层达到稳定扩展, 15 μs时离子的产生与注入达到平衡, 证实了增强辉光放电等离子体离子注入能在一定条件下实现自持的辉光放电. 注入过程中,在点状阳极正下方存在一个高密度的等离子体区域,证实了电子聚焦效应. 除靶台边缘外,离子的注入速率稳定且入射剂量均匀.脉冲负偏压提高时注入速率增加但入射剂量的均匀性变差.
采用三维粒子模拟/蒙特卡洛模型自洽地模拟了增强辉光放电等离子体离子注入过程中离子产生和注入,获得了放电空间的离子总数、电势分布、等离子体密度分布和离子入射剂量等信息.模拟结果表明, 5 μs时鞘层达到稳定扩展, 15 μs时离子的产生与注入达到平衡, 证实了增强辉光放电等离子体离子注入能在一定条件下实现自持的辉光放电. 注入过程中,在点状阳极正下方存在一个高密度的等离子体区域,证实了电子聚焦效应. 除靶台边缘外,离子的注入速率稳定且入射剂量均匀.脉冲负偏压提高时注入速率增加但入射剂量的均匀性变差.
2012, 61(22): 225204.
doi: 10.7498/aps.61.225204
摘要:
辐射驱动内爆最大压缩时刻芯部的状态的研究是惯性约束聚变 (ICF)研究中的核心的研究内容.芯部的状态是指温度和密度. 利用Multi1D模拟的芯部温度和密度的空间分布, 通过局域热平衡模型计算了芯部区域归一化的发射强度的空间分布, 提出了芯部的温度和密度的空间分布满足高斯分布的假设,采用参数最优化算法, 可以推断芯部的温度和密度空间分布的峰值和半高宽. SGIII原型装置上的内爆芯部发射实验处理结果表明,芯部的温度峰值为1.7 keV, 密度峰值为1.2 g/cm3,温度和密度分布的半高宽分别为20 μm和18 μm.
辐射驱动内爆最大压缩时刻芯部的状态的研究是惯性约束聚变 (ICF)研究中的核心的研究内容.芯部的状态是指温度和密度. 利用Multi1D模拟的芯部温度和密度的空间分布, 通过局域热平衡模型计算了芯部区域归一化的发射强度的空间分布, 提出了芯部的温度和密度的空间分布满足高斯分布的假设,采用参数最优化算法, 可以推断芯部的温度和密度空间分布的峰值和半高宽. SGIII原型装置上的内爆芯部发射实验处理结果表明,芯部的温度峰值为1.7 keV, 密度峰值为1.2 g/cm3,温度和密度分布的半高宽分别为20 μm和18 μm.
2012, 61(22): 225205.
doi: 10.7498/aps.61.225205
摘要:
利用马赫-曾德尔干涉仪获得了延迟双脉冲激光和三种单脉冲激光产生大气等离子体的时间序列干涉图, 得到了等离子体中心区域在不同时刻的电子密度. 把延迟双脉冲激光与三种单脉冲激光产生的等离子体电子密度进行比较的结果显示: 第二束光作用后的相同时刻, 延迟双脉冲激光产生的等离子体电子密度大于三种单脉冲激光产生的等离子体电子密度. 对注入相同能量的延迟双脉冲激光与单脉冲激光产生等离子体的电子密度时间变化进行理论分析的结果表明: 延迟双脉冲激光的第二束光与等离子体相互作用, 使得作用结束时等离子体的电子密度增加得很多, 进而造成了第二束光作用后延迟双脉冲激光产生的等离子体电子密度大于单脉冲激光产生的等离子体电子密度. 进一步的分析表明, 注入能量相同时延迟双脉冲激光有效延长了等离子体的存在时间.
利用马赫-曾德尔干涉仪获得了延迟双脉冲激光和三种单脉冲激光产生大气等离子体的时间序列干涉图, 得到了等离子体中心区域在不同时刻的电子密度. 把延迟双脉冲激光与三种单脉冲激光产生的等离子体电子密度进行比较的结果显示: 第二束光作用后的相同时刻, 延迟双脉冲激光产生的等离子体电子密度大于三种单脉冲激光产生的等离子体电子密度. 对注入相同能量的延迟双脉冲激光与单脉冲激光产生等离子体的电子密度时间变化进行理论分析的结果表明: 延迟双脉冲激光的第二束光与等离子体相互作用, 使得作用结束时等离子体的电子密度增加得很多, 进而造成了第二束光作用后延迟双脉冲激光产生的等离子体电子密度大于单脉冲激光产生的等离子体电子密度. 进一步的分析表明, 注入能量相同时延迟双脉冲激光有效延长了等离子体的存在时间.
2012, 61(22): 225206.
doi: 10.7498/aps.61.225206
摘要:
采用高压放电的方式对材料进行击穿, 可以方便地制造纳米颗粒.搭建了高压击穿实验装置, 对铜丝进行高压击穿实验;分别采用透射电子显微镜(TEM)、扫描电子显微镜( SEM )和元素能谱(EDS)、X射线衍射( XRD) 测试, 对铜丝击穿丝状物进行了形貌和成份分析.研究了铜丝高压击穿后的物相特性.研究结果发现, 在高压作用下铜丝被充分电离, 产生丝状分布, 其构成为纳米颗粒的凝结;纳米颗粒的直径分布主要集中在30—60 nm之间; 颗粒产物由铜元素和氧元素组成; 它们以单晶Cu, Cu2O和CuO组成混合物;粒径大小、 产物成分与铜丝长度、直径及电压等因素相关.
采用高压放电的方式对材料进行击穿, 可以方便地制造纳米颗粒.搭建了高压击穿实验装置, 对铜丝进行高压击穿实验;分别采用透射电子显微镜(TEM)、扫描电子显微镜( SEM )和元素能谱(EDS)、X射线衍射( XRD) 测试, 对铜丝击穿丝状物进行了形貌和成份分析.研究了铜丝高压击穿后的物相特性.研究结果发现, 在高压作用下铜丝被充分电离, 产生丝状分布, 其构成为纳米颗粒的凝结;纳米颗粒的直径分布主要集中在30—60 nm之间; 颗粒产物由铜元素和氧元素组成; 它们以单晶Cu, Cu2O和CuO组成混合物;粒径大小、 产物成分与铜丝长度、直径及电压等因素相关.
2012, 61(22): 226101.
doi: 10.7498/aps.61.226101
摘要:
采用传统高温固相反应法制备了空穴掺杂的系列样品Sr2-xKxFeMoO6 (0 x 0.04), 研究了其晶体结构和磁性质. X射线粉末衍射结果表明该系列样品均为单相, 四方晶系, 空间群为I4/m. 碱金属K的含量可以调控反位缺陷的浓度. 未掺杂样品Sr2FeMoO6在280 K时的原胞磁矩为1.12 B. 掺杂量为x=0.04样品的原胞磁矩为1.26 B. 阳离子有序、晶格畸变是影响Sr2-xKxFeMoO6磁性的重要因素.
采用传统高温固相反应法制备了空穴掺杂的系列样品Sr2-xKxFeMoO6 (0 x 0.04), 研究了其晶体结构和磁性质. X射线粉末衍射结果表明该系列样品均为单相, 四方晶系, 空间群为I4/m. 碱金属K的含量可以调控反位缺陷的浓度. 未掺杂样品Sr2FeMoO6在280 K时的原胞磁矩为1.12 B. 掺杂量为x=0.04样品的原胞磁矩为1.26 B. 阳离子有序、晶格畸变是影响Sr2-xKxFeMoO6磁性的重要因素.
2012, 61(22): 226102.
doi: 10.7498/aps.61.226102
摘要:
NiTi合金的形状记忆效应与其微观结构特征密切相关, 中子衍射技术可以在力学加载过程中原位观察块体NiTi合金的相变、 晶间应变以及孪晶再取向等演化特征. 结合两相NiTi合金宏观应力-应变曲线呈现的四种阶段性变形特征, 利用原位中子衍射技术对其变形过程中的微观结构演化进行了分析. 奥氏体初始体积份额约22%, 在低应变硬化阶段, 晶面(110)B2和(002)B19' 的应变分别突然减小和增大表明出现了应力诱发马氏体相变, 奥氏体体积份额迅速减小, 产生了 011 Ⅱ型孪晶; 同时初始马氏体也开始发生再取向, 随着应变量的增加, 开始出现新的{201}型马氏体孪晶, 这种孪晶引起的应变卸载时不能回复. 在高应变硬化阶段孪晶变形起主导作用, 衍射峰半高宽变化较小; 而在应变硬化饱和阶段则以滑移机制为主, 大量位错的产生使衍射峰半高宽显著增加.
NiTi合金的形状记忆效应与其微观结构特征密切相关, 中子衍射技术可以在力学加载过程中原位观察块体NiTi合金的相变、 晶间应变以及孪晶再取向等演化特征. 结合两相NiTi合金宏观应力-应变曲线呈现的四种阶段性变形特征, 利用原位中子衍射技术对其变形过程中的微观结构演化进行了分析. 奥氏体初始体积份额约22%, 在低应变硬化阶段, 晶面(110)B2和(002)B19' 的应变分别突然减小和增大表明出现了应力诱发马氏体相变, 奥氏体体积份额迅速减小, 产生了 011 Ⅱ型孪晶; 同时初始马氏体也开始发生再取向, 随着应变量的增加, 开始出现新的{201}型马氏体孪晶, 这种孪晶引起的应变卸载时不能回复. 在高应变硬化阶段孪晶变形起主导作用, 衍射峰半高宽变化较小; 而在应变硬化饱和阶段则以滑移机制为主, 大量位错的产生使衍射峰半高宽显著增加.
2012, 61(22): 226103.
doi: 10.7498/aps.61.226103
摘要:
为明确InSb芯片前表面结构缺陷和背面减薄工艺对InSb芯片变形的影响, 本文采用降低InSb芯片法线方向杨氏模量的方式, 基于热冲击下InSb芯片的典型形变特征来探索InSb芯片力学参数的选取依据. 模拟结果表明: 当InSb芯片法线方向杨氏模量取体材料的30%时, 最大Von Mises应力值和法线方向最大应变值均出现在N电极区域, 且极值呈非连续分布, 这与InSb焦平面探测器碎裂统计报告中典型裂纹起源于N电极区域及多条裂纹同时出现的结论相符合. 此外, InSb芯片中铟柱上方区域向上凸起, 台面结隔离槽区域往下凹陷, 该形变分布也与典型碎裂照片中InSb芯片的应变分布保持一致. 因此, 基于InSb芯片法线方向应变的判据除了能够预测裂纹起源地及裂纹分布外, 还能提供探测器阵列中心区域Z方向应变分布及N电极区域Z方向的应变增强效应, 为InSb芯片力学参数的选取提供了依据.
为明确InSb芯片前表面结构缺陷和背面减薄工艺对InSb芯片变形的影响, 本文采用降低InSb芯片法线方向杨氏模量的方式, 基于热冲击下InSb芯片的典型形变特征来探索InSb芯片力学参数的选取依据. 模拟结果表明: 当InSb芯片法线方向杨氏模量取体材料的30%时, 最大Von Mises应力值和法线方向最大应变值均出现在N电极区域, 且极值呈非连续分布, 这与InSb焦平面探测器碎裂统计报告中典型裂纹起源于N电极区域及多条裂纹同时出现的结论相符合. 此外, InSb芯片中铟柱上方区域向上凸起, 台面结隔离槽区域往下凹陷, 该形变分布也与典型碎裂照片中InSb芯片的应变分布保持一致. 因此, 基于InSb芯片法线方向应变的判据除了能够预测裂纹起源地及裂纹分布外, 还能提供探测器阵列中心区域Z方向应变分布及N电极区域Z方向的应变增强效应, 为InSb芯片力学参数的选取提供了依据.
2012, 61(22): 226201.
doi: 10.7498/aps.61.226201
摘要:
本文采用分子动力学模拟方法研究了在拉伸载荷下, 堆垛层错和温度对纳米多晶镁力学性能的影响. 在模拟中, 采用嵌入原子势描述镁原子之间的相互作用. 计算结果表明: 在纳米晶粒中引入堆垛层错能明显增强纳米多晶镁的屈服应力, 但堆垛层错对纳米多晶镁杨氏模量的影响很小; 温度为300.0 K时, 孪晶在晶粒交界附近形成, 孪晶随着拉伸应变的增加而逐渐生长. 当拉伸应变达到0.087时, 一种基面与X-Y面成大约35 角且内部包含堆垛层错的新晶粒成核并快速增长. 也就是说, 孪晶和新晶粒的形成和繁殖是含堆垛层错的纳米多晶镁在300.0 K温度下的主要变形机理. 模拟结果也显示, 当温度为10.0 K时, 位错的成核和滑移是含堆垛层错的纳米多晶镁拉伸变形的主要形式.
本文采用分子动力学模拟方法研究了在拉伸载荷下, 堆垛层错和温度对纳米多晶镁力学性能的影响. 在模拟中, 采用嵌入原子势描述镁原子之间的相互作用. 计算结果表明: 在纳米晶粒中引入堆垛层错能明显增强纳米多晶镁的屈服应力, 但堆垛层错对纳米多晶镁杨氏模量的影响很小; 温度为300.0 K时, 孪晶在晶粒交界附近形成, 孪晶随着拉伸应变的增加而逐渐生长. 当拉伸应变达到0.087时, 一种基面与X-Y面成大约35 角且内部包含堆垛层错的新晶粒成核并快速增长. 也就是说, 孪晶和新晶粒的形成和繁殖是含堆垛层错的纳米多晶镁在300.0 K温度下的主要变形机理. 模拟结果也显示, 当温度为10.0 K时, 位错的成核和滑移是含堆垛层错的纳米多晶镁拉伸变形的主要形式.
2012, 61(22): 226202.
doi: 10.7498/aps.61.226202
摘要:
本文提出了一个精准测量低频声谱的模型并在该模型基础上搭建了简易的实验装置. 该装置利用机械共振原理, 通过控制机械振动系统的固有频率, 实现了低频声音的频谱测量和低频噪声的监测. 装置能够针对100 Hz以下的频段进行频率测量, 也能够对混合频率声源进行频谱分析, 分辨率较高, 在40 Hz以上可以达到1 Hz的分辨率.
本文提出了一个精准测量低频声谱的模型并在该模型基础上搭建了简易的实验装置. 该装置利用机械共振原理, 通过控制机械振动系统的固有频率, 实现了低频声音的频谱测量和低频噪声的监测. 装置能够针对100 Hz以下的频段进行频率测量, 也能够对混合频率声源进行频谱分析, 分辨率较高, 在40 Hz以上可以达到1 Hz的分辨率.
2012, 61(22): 226501.
doi: 10.7498/aps.61.226501
摘要:
利用轻气炮平面波加载技术结合多通道辐射高温计技术以及瞬态光谱技术, 在40—60 GPa压力区间同时获得了蓝宝石冲击发光的时间分辨光谱和连续波长分布光谱.结果表明, 在该压缩区间蓝宝石发光光谱的波长分布具有普朗克灰体分布特征, 是一种典型的热辐射现象.辐射色温与该压力区间蓝宝石熔化温度接近, 支持剪切带发光观点, 认为剪切带的形成可能与蓝宝石单晶的位错和缺陷有关.对冲击压缩蓝宝石的剪切带发光温度接近熔化温度的观点, 用一维塑性流的热方程给出了合理的解释.
利用轻气炮平面波加载技术结合多通道辐射高温计技术以及瞬态光谱技术, 在40—60 GPa压力区间同时获得了蓝宝石冲击发光的时间分辨光谱和连续波长分布光谱.结果表明, 在该压缩区间蓝宝石发光光谱的波长分布具有普朗克灰体分布特征, 是一种典型的热辐射现象.辐射色温与该压力区间蓝宝石熔化温度接近, 支持剪切带发光观点, 认为剪切带的形成可能与蓝宝石单晶的位错和缺陷有关.对冲击压缩蓝宝石的剪切带发光温度接近熔化温度的观点, 用一维塑性流的热方程给出了合理的解释.
2012, 61(22): 226502.
doi: 10.7498/aps.61.226502
摘要:
本文采用固相烧结法制备了ZrV2-xPxO7(x=0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1)系列材料. 粉末X射线衍射(XRD)分析表明, 所制备材料的结构为单一立方相. 应用变温拉曼光谱研究该材料相变, 变温拉曼光谱研究结果表明, 材料起始相变温度随着P5+ 替代V5+ 量的增加逐渐降低, x=0, 0.4, 0.8, 1对应的相变温度分别为383 K, 363 K, 273 K, 213 K. 热膨胀测试结果表明: 随着P替代量的增加正—负膨胀转变温度先降低后增加, x=0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1对应的正—负膨胀转变温度分别为429 K, 403 K, 372 K, 390 K, 398 K和435 K. 本文指出了该系列材料存在两个相变过程, 为设计和制备ZrV2O7基室温附近的负热膨胀材料奠定了良好的基础.
本文采用固相烧结法制备了ZrV2-xPxO7(x=0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1)系列材料. 粉末X射线衍射(XRD)分析表明, 所制备材料的结构为单一立方相. 应用变温拉曼光谱研究该材料相变, 变温拉曼光谱研究结果表明, 材料起始相变温度随着P5+ 替代V5+ 量的增加逐渐降低, x=0, 0.4, 0.8, 1对应的相变温度分别为383 K, 363 K, 273 K, 213 K. 热膨胀测试结果表明: 随着P替代量的增加正—负膨胀转变温度先降低后增加, x=0, 0.2, 0.4, 0.6, 0.8, 1对应的正—负膨胀转变温度分别为429 K, 403 K, 372 K, 390 K, 398 K和435 K. 本文指出了该系列材料存在两个相变过程, 为设计和制备ZrV2O7基室温附近的负热膨胀材料奠定了良好的基础.
2012, 61(22): 226801.
doi: 10.7498/aps.61.226801
摘要:
基于密度泛函理论和周期平板模型研究了NO在Pt(111)表面的吸附, 通过扫描隧道显微镜(STM)的理论计算分析了吸附的结构特征. 计算得到的Pt-NO伸缩振动(2)频率基本保持不变, 受阻平动(3,4)和受阻转动(5,6)完全是简并的. 采用CI-NEB方法讨论了NO在Pt(111)表面的离解过程, 研究结果表明NO在Pt(111)表面的离解比较困难, 必须克服2.29 eV的能垒.
基于密度泛函理论和周期平板模型研究了NO在Pt(111)表面的吸附, 通过扫描隧道显微镜(STM)的理论计算分析了吸附的结构特征. 计算得到的Pt-NO伸缩振动(2)频率基本保持不变, 受阻平动(3,4)和受阻转动(5,6)完全是简并的. 采用CI-NEB方法讨论了NO在Pt(111)表面的离解过程, 研究结果表明NO在Pt(111)表面的离解比较困难, 必须克服2.29 eV的能垒.
2012, 61(22): 226802.
doi: 10.7498/aps.61.226802
摘要:
本文利用慢正电子束分析(SPBA)和透射电子显微镜 (TEM)方法研究了钛膜内He相关缺陷的演化. 实验结果表明: 室温下, 钛膜中的He主要形成均匀的小He泡. 随着He浓度的增大, He泡的密度相应地增加. 在973 K高温退火后, 在含高浓度He的钛膜样品中观测到大He泡的出现. 实验结果表明迁移合并和较大He泡周围的级联融合共同作用导致了大He泡的形成.
本文利用慢正电子束分析(SPBA)和透射电子显微镜 (TEM)方法研究了钛膜内He相关缺陷的演化. 实验结果表明: 室温下, 钛膜中的He主要形成均匀的小He泡. 随着He浓度的增大, He泡的密度相应地增加. 在973 K高温退火后, 在含高浓度He的钛膜样品中观测到大He泡的出现. 实验结果表明迁移合并和较大He泡周围的级联融合共同作用导致了大He泡的形成.
2012, 61(22): 227101.
doi: 10.7498/aps.61.227101
摘要:
利用密度泛函理论平面波的赝势方法, 对Be、Ca掺杂纤锌矿ZnO的BexZn1-xO, CayZn1-yO三元合金和BexCayZn1-x-yO四元合金的晶格常数、能带特性和形成能进行计算, 结果表明:BexZn1-xO晶格常数随Be掺杂量的增大线性减小, 但CayZn1-yO晶格常数随Ca掺杂量的增大而增大. BexZn1-xO和CayZn1-yO能带的价带顶都由O 2p态电子占据, 导带底由Zn 4s态电子占据, 其能隙随Be或Ca掺杂量的增大而变宽. 由Be和Ca共掺ZnO得到的Be0.125Ca0.125Zn0.75O四元合金, 其晶格常数与ZnO相匹配, 能隙比ZnO大, 稳定性优于Be0.25Ca0.125Zn0.625O和Be0.5Zn0.5O合金, Be0.125Ca0.125Zn0.75O/ZnO异质结构适合制作高质量ZnO基器件.
利用密度泛函理论平面波的赝势方法, 对Be、Ca掺杂纤锌矿ZnO的BexZn1-xO, CayZn1-yO三元合金和BexCayZn1-x-yO四元合金的晶格常数、能带特性和形成能进行计算, 结果表明:BexZn1-xO晶格常数随Be掺杂量的增大线性减小, 但CayZn1-yO晶格常数随Ca掺杂量的增大而增大. BexZn1-xO和CayZn1-yO能带的价带顶都由O 2p态电子占据, 导带底由Zn 4s态电子占据, 其能隙随Be或Ca掺杂量的增大而变宽. 由Be和Ca共掺ZnO得到的Be0.125Ca0.125Zn0.75O四元合金, 其晶格常数与ZnO相匹配, 能隙比ZnO大, 稳定性优于Be0.25Ca0.125Zn0.625O和Be0.5Zn0.5O合金, Be0.125Ca0.125Zn0.75O/ZnO异质结构适合制作高质量ZnO基器件.
2012, 61(22): 227102.
doi: 10.7498/aps.61.227102
摘要:
采用密度泛函理论框架下的第一性原理平面波赝势方法, 研究了双轴拉应变下单层二硫化钼晶体的电子结构性质. 本文的计算结果表明对单层二硫化钼晶体施加一个很小的应变(0.5%)时, 其能带结构由直接带隙转变为间接带隙.随着应变的增加, 能带仍然保持间接带隙的特征, 且禁带宽度呈现线性下降的趋势.通过对单层二硫化钼晶体态密度和投影电荷密度的进一步分析, 揭示了单层二硫化钼晶体能带变化的原因.
采用密度泛函理论框架下的第一性原理平面波赝势方法, 研究了双轴拉应变下单层二硫化钼晶体的电子结构性质. 本文的计算结果表明对单层二硫化钼晶体施加一个很小的应变(0.5%)时, 其能带结构由直接带隙转变为间接带隙.随着应变的增加, 能带仍然保持间接带隙的特征, 且禁带宽度呈现线性下降的趋势.通过对单层二硫化钼晶体态密度和投影电荷密度的进一步分析, 揭示了单层二硫化钼晶体能带变化的原因.
2012, 61(22): 227201.
doi: 10.7498/aps.61.227201
摘要:
采用有机凝胶法结合后期高温烧结制备了较为致密的六方钙钛矿结构 Nd0.9Sr0.1Al1-xMxO3-δ (M = Co, Fe, Mn; x = 0, 0.15, 0.3, 0.5)系列陶瓷, 详细研究了过渡金属元素及掺杂量对其结构特征和电性能的影响. 结果表明, 凝胶前驱体在900 ℃焙烧 5 h可制得结晶良好且粒径较为细小的钙钛矿结构精细粉体, 陶瓷体的晶格参数随过渡金属含量x的增加而增大, 且按Co, Mn, Fe顺序递增; 所有陶瓷样品在空气气氛中都是氧离子与电子空穴的混合导体, 碱土金属Sr单掺杂NdAlO3的氧离子迁移数由500 ℃时的0.32单调增加到 850 ℃时的0.63, 其电导率随温度的升高由以电子电导为主逐渐转变为以离子电导为主; 而Sr与过渡金属共掺杂样品的氧离子迁移数均在0.001以下, 其电导率主要取决于p型电导, 且随x的增加而增大, 并按Mn, Fe, Co顺序递增, 相应活化能的变化刚好与之相反, 在所制备的样品中Nd0.9Sr0.1Al0.5Co0.5O3-δ 具有最高的电导率(800 ℃时达到100.8 S/cm)和最低的表观活化能(0.135 eV). 在结构和电性能上所观察到的这些变化行为可根据掺杂过渡金属Co, Fe, Mn的离子半径及其金属-氧(M—O)键的键能和共价性的不同来进行解释.
采用有机凝胶法结合后期高温烧结制备了较为致密的六方钙钛矿结构 Nd0.9Sr0.1Al1-xMxO3-δ (M = Co, Fe, Mn; x = 0, 0.15, 0.3, 0.5)系列陶瓷, 详细研究了过渡金属元素及掺杂量对其结构特征和电性能的影响. 结果表明, 凝胶前驱体在900 ℃焙烧 5 h可制得结晶良好且粒径较为细小的钙钛矿结构精细粉体, 陶瓷体的晶格参数随过渡金属含量x的增加而增大, 且按Co, Mn, Fe顺序递增; 所有陶瓷样品在空气气氛中都是氧离子与电子空穴的混合导体, 碱土金属Sr单掺杂NdAlO3的氧离子迁移数由500 ℃时的0.32单调增加到 850 ℃时的0.63, 其电导率随温度的升高由以电子电导为主逐渐转变为以离子电导为主; 而Sr与过渡金属共掺杂样品的氧离子迁移数均在0.001以下, 其电导率主要取决于p型电导, 且随x的增加而增大, 并按Mn, Fe, Co顺序递增, 相应活化能的变化刚好与之相反, 在所制备的样品中Nd0.9Sr0.1Al0.5Co0.5O3-δ 具有最高的电导率(800 ℃时达到100.8 S/cm)和最低的表观活化能(0.135 eV). 在结构和电性能上所观察到的这些变化行为可根据掺杂过渡金属Co, Fe, Mn的离子半径及其金属-氧(M—O)键的键能和共价性的不同来进行解释.
2012, 61(22): 227301.
doi: 10.7498/aps.61.227301
摘要:
本文采用分子束外延方法制备出MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线, 利用扫描隧道显微镜进行观察, 采用X射线光电子能谱仪系统地分析了MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线的Mn 2p和Si 2p. 结果表明厚度为 ～0.9 nm的MnSi薄膜表面为√3 × √3重构, MnSi1.7纳米线长500—1500 nm, 宽16—18 nm, 高 ～ 3 nm. MnSi薄膜的Mn 2p1/2和Mn2p3/2峰位与MnSi1.7纳米线相同, 均分别为649.7 eV和638.7 eV. 结合能在640—645 eV和 ～653.8 eV处的锰氧化合物的Mn 2p3/2和Mn 2p1/2 峰证明在短暂暴露于空气中后MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线表面有氧化层形成. 两种锰硅化合物Si 2p谱中向低结合能方向的化学位移表明随着锰硅化合物的形成, Si的化学环境发生了变化.
本文采用分子束外延方法制备出MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线, 利用扫描隧道显微镜进行观察, 采用X射线光电子能谱仪系统地分析了MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线的Mn 2p和Si 2p. 结果表明厚度为 ～0.9 nm的MnSi薄膜表面为√3 × √3重构, MnSi1.7纳米线长500—1500 nm, 宽16—18 nm, 高 ～ 3 nm. MnSi薄膜的Mn 2p1/2和Mn2p3/2峰位与MnSi1.7纳米线相同, 均分别为649.7 eV和638.7 eV. 结合能在640—645 eV和 ～653.8 eV处的锰氧化合物的Mn 2p3/2和Mn 2p1/2 峰证明在短暂暴露于空气中后MnSi薄膜和MnSi1.7纳米线表面有氧化层形成. 两种锰硅化合物Si 2p谱中向低结合能方向的化学位移表明随着锰硅化合物的形成, Si的化学环境发生了变化.
2012, 61(22): 227302.
doi: 10.7498/aps.61.227302
摘要:
为了缓解AlGaN/GaN high electron mobility transistors (HEMT)器件 n型GaN缓冲层高的泄漏电流, 本文提出了具有氟离子注入新型Al0.25Ga0.75N/GaN HEMT器件新结构. 首先分析得出n型GaN缓冲层没有受主型陷阱时, 器件输出特性为欧姆特性, 这样就从理论和仿真方面解释了文献生长GaN缓冲层掺杂Fe, Mg等离子的原因. 利用器件输出特性分别分析了栅边缘有和没有低掺杂漏极时, 氟离子分别注入源区、栅极区域和漏区的情况, 得出当氟离子注入源区时, 形成的受主型陷阱能有效俘获源极发射的电子而减小GaN缓冲层的泄漏电流, 击穿电压达到262 V. 通过减小GaN缓冲层体泄漏电流, 提高器件击穿电压, 设计具有一定输出功率新型AlGaN/GaN HEMT 提供了科学依据.
为了缓解AlGaN/GaN high electron mobility transistors (HEMT)器件 n型GaN缓冲层高的泄漏电流, 本文提出了具有氟离子注入新型Al0.25Ga0.75N/GaN HEMT器件新结构. 首先分析得出n型GaN缓冲层没有受主型陷阱时, 器件输出特性为欧姆特性, 这样就从理论和仿真方面解释了文献生长GaN缓冲层掺杂Fe, Mg等离子的原因. 利用器件输出特性分别分析了栅边缘有和没有低掺杂漏极时, 氟离子分别注入源区、栅极区域和漏区的情况, 得出当氟离子注入源区时, 形成的受主型陷阱能有效俘获源极发射的电子而减小GaN缓冲层的泄漏电流, 击穿电压达到262 V. 通过减小GaN缓冲层体泄漏电流, 提高器件击穿电压, 设计具有一定输出功率新型AlGaN/GaN HEMT 提供了科学依据.
2012, 61(22): 227303.
doi: 10.7498/aps.61.227303
摘要:
采用模拟计算的方法,运用量子点模型对GaN基LED器件中不同尺寸量子点的电致发光光谱进行模拟分析,并对器件结构中电子空穴浓度,辐射复合强度进行了研究.分析结果显示,随着量子点尺寸的增大,量子点发光波长存在红移,当圆柱状量子点半径从1.8 nm增长到13 nm时,波长红移309.6 meV,在量子阱中生长单一尺寸的量子点可以达到不同波长的单色发光器件,而在不同量子阱中生长不同尺寸的量子点可以实现多波长发光,以及单颗LED的白色显示,并通过调节量子点的分布密度达到调节各发光波长强度的目的.结果表明, 量子点分布密度调节之后多波长发光均匀性得到有效改善.
采用模拟计算的方法,运用量子点模型对GaN基LED器件中不同尺寸量子点的电致发光光谱进行模拟分析,并对器件结构中电子空穴浓度,辐射复合强度进行了研究.分析结果显示,随着量子点尺寸的增大,量子点发光波长存在红移,当圆柱状量子点半径从1.8 nm增长到13 nm时,波长红移309.6 meV,在量子阱中生长单一尺寸的量子点可以达到不同波长的单色发光器件,而在不同量子阱中生长不同尺寸的量子点可以实现多波长发光,以及单颗LED的白色显示,并通过调节量子点的分布密度达到调节各发光波长强度的目的.结果表明, 量子点分布密度调节之后多波长发光均匀性得到有效改善.
2012, 61(22): 227401.
doi: 10.7498/aps.61.227401
摘要:
本文利用基于第一性原理的广义梯度近似方法分析研究透明导电氧化物CuScO2能带结构、态密度和杂质能级. 计算结果表明, CuScO2的价带区主要由Cu的3d态和O的2p态构成, 而导带区主要由Sc的3d态组成. 在进行+U修正之后, 随着U参量的增加, CuScO2的导带区发生分裂导致导带扩大, 带隙也随之扩大, 表明+U计算能较好地改进CuScO2带隙值; 本文还比较分析了各种掺杂元素在CuScO2的杂质能级, 发现Mg原子替位掺杂Sc能有效改善CuScO2的 p型导电性能.
本文利用基于第一性原理的广义梯度近似方法分析研究透明导电氧化物CuScO2能带结构、态密度和杂质能级. 计算结果表明, CuScO2的价带区主要由Cu的3d态和O的2p态构成, 而导带区主要由Sc的3d态组成. 在进行+U修正之后, 随着U参量的增加, CuScO2的导带区发生分裂导致导带扩大, 带隙也随之扩大, 表明+U计算能较好地改进CuScO2带隙值; 本文还比较分析了各种掺杂元素在CuScO2的杂质能级, 发现Mg原子替位掺杂Sc能有效改善CuScO2的 p型导电性能.
2012, 61(22): 227501.
doi: 10.7498/aps.61.227501
摘要:
用固相法制备了镧掺杂M型钡铁氧体(Ba1-xLaxFe12O19, x=0.0—0.6), 针对不同取代量与不同温度的烧结, 研究取代量和温度对钡铁氧体微结构和磁性能的影响. 在烧结温度为1100—1175 ℃, 当x=0.0—0.6时, 样品主要有单一的六角M型钡铁氧体相构成. SEM表明, La离子的加入不会影响钡铁氧体微观形貌.在磁性能方面, 随着La离子的增加, 钡铁氧体的饱和磁化强度先增加后减小, 矫顽力逐渐增加. 在同一取代量下, 钡铁氧体的饱和磁化强度随烧结温度升高呈现上升趋势, 矫顽力随着烧结温度的升高而降低. 饱和磁化强度在x=0.2, 烧结温度1175 ℃时达到最大值62.8 emu/g, 矫顽力在x=0.6, 烧结温度1125 ℃时达到最大值3911.5 Oe.
用固相法制备了镧掺杂M型钡铁氧体(Ba1-xLaxFe12O19, x=0.0—0.6), 针对不同取代量与不同温度的烧结, 研究取代量和温度对钡铁氧体微结构和磁性能的影响. 在烧结温度为1100—1175 ℃, 当x=0.0—0.6时, 样品主要有单一的六角M型钡铁氧体相构成. SEM表明, La离子的加入不会影响钡铁氧体微观形貌.在磁性能方面, 随着La离子的增加, 钡铁氧体的饱和磁化强度先增加后减小, 矫顽力逐渐增加. 在同一取代量下, 钡铁氧体的饱和磁化强度随烧结温度升高呈现上升趋势, 矫顽力随着烧结温度的升高而降低. 饱和磁化强度在x=0.2, 烧结温度1175 ℃时达到最大值62.8 emu/g, 矫顽力在x=0.6, 烧结温度1125 ℃时达到最大值3911.5 Oe.
2012, 61(22): 227801.
doi: 10.7498/aps.61.227801
摘要:
采用化学共沉淀法制备了纳米晶ZrO2:Eu3+-Bi3+ 粉体, 所制备的纳米晶粉体均能观测到Eu3+离子的室温特征发射. 研究了样品的晶体结构和发光性质. 结果表明: 经600 ℃煅烧后得到的纳米晶ZrO2:Eu3+-Bi3+ 粉体的晶相为四方相, 经800, 950及1100 ℃ 煅烧后的样品为四方相和单斜相的混合晶相. Eu3+ 离子在四方相中的室温特征发射明显强于在混合相中的发射. Bi3+ 离子的掺入对Eu3+ 离子的室温特征发射有显著的敏化作用.
采用化学共沉淀法制备了纳米晶ZrO2:Eu3+-Bi3+ 粉体, 所制备的纳米晶粉体均能观测到Eu3+离子的室温特征发射. 研究了样品的晶体结构和发光性质. 结果表明: 经600 ℃煅烧后得到的纳米晶ZrO2:Eu3+-Bi3+ 粉体的晶相为四方相, 经800, 950及1100 ℃ 煅烧后的样品为四方相和单斜相的混合晶相. Eu3+ 离子在四方相中的室温特征发射明显强于在混合相中的发射. Bi3+ 离子的掺入对Eu3+ 离子的室温特征发射有显著的敏化作用.
2012, 61(22): 227802.
doi: 10.7498/aps.61.227802
摘要:
采用共沉淀结合高温分解方法合成了CaO:Eu3+红色长余辉发光材料.X射线衍射分析表明,随着温度的升高, 产物相结构逐渐由碳酸钙的混合相变为单相结构,继而生成单相氧化钙结构.CaO:Eu3+的激发谱显示为255 nm左右的一个宽激发带和393 nm的激发峰,宽激发带来源于CaO晶格的电荷迁移(CTB),发射光谱对应于Eu3+的5D→7FJ(J=0, 2, 3, 4)的跃迁.室温观察到CaO:Eu3+强的红色长余辉发射,热释光测量证实在CaO:Eu3+ 中存在深度大约为0.69~eV的陷阱能级,这是CaO:Eu3+在室温具有红色长余辉的微观原因.存在的陷阱能级可能来源于Eu3+取代Ca2+进入晶格后,由于电荷的不等价替换而引入了电子陷阱.余辉衰减曲线的研究表明,样品的余辉发光可能与陷阱及发光中心之间的量子隧穿有关.
采用共沉淀结合高温分解方法合成了CaO:Eu3+红色长余辉发光材料.X射线衍射分析表明,随着温度的升高, 产物相结构逐渐由碳酸钙的混合相变为单相结构,继而生成单相氧化钙结构.CaO:Eu3+的激发谱显示为255 nm左右的一个宽激发带和393 nm的激发峰,宽激发带来源于CaO晶格的电荷迁移(CTB),发射光谱对应于Eu3+的5D→7FJ(J=0, 2, 3, 4)的跃迁.室温观察到CaO:Eu3+强的红色长余辉发射,热释光测量证实在CaO:Eu3+ 中存在深度大约为0.69~eV的陷阱能级,这是CaO:Eu3+在室温具有红色长余辉的微观原因.存在的陷阱能级可能来源于Eu3+取代Ca2+进入晶格后,由于电荷的不等价替换而引入了电子陷阱.余辉衰减曲线的研究表明,样品的余辉发光可能与陷阱及发光中心之间的量子隧穿有关.
2012, 61(22): 227803.
doi: 10.7498/aps.61.227803
摘要:
本文报道了掺钬镱离子的氟氧化物玻璃陶瓷的一级和二级红外量子剪裁的比较研究.研究发现当5G5能级到5S2能级及之间的能级被激发的时候,大多数的粒子数容易无辐射弛豫到(5F45S2)能级.在(5F45S2)能级, 由很强的ETr7-ETaYb{5F4(Ho)5I6(Ho), 2F7/2(Yb)2F5/2(Yb)}交叉能量传递渠道, 导致Ho3+离子的粒子数被无损耗的交叉能量传递到5I6能级, 同时Yb3+离子从基态2F7/2能级被激发到2F5/2能级,它导致了两个能被晶体硅有效吸收的红外光子, 即一个(1153 nm, 1188 nm)的红外光子和另一个(973.0 nm, 1002.0 nm) 的红外光子,因此出现了显著的双光子一级红外量子剪裁. 最后,该文计算了Ho(0.5)Yb(1):FOV和Ho(0.5)Yb(10.5):FOV的交叉能量传递效率为tr, 1% Yb(5F45S2)=29.2%, tr,10.5% Yb(5F45S2)=99.2%和它们的共合作能量传递效率为tr, 1% Yb(5F3)=4.18%, tr, 10.5% Yb(5F3)=75.3%;而它们的双光子量子剪裁效率的理论上限值依次为CR, 1% Yb(5F45S2)=129.2%, CR, 10.5% Yb(5F45S2)=199.2% 和CO, 1% Yb(5F3)=104.18%, CO, 10.5% Yb(5F3)=175.3%.因此发现了一级红外量子剪裁有比二级红外量子剪裁高较多的概率.该项研究对太阳能电池效率的提高很有意义.
本文报道了掺钬镱离子的氟氧化物玻璃陶瓷的一级和二级红外量子剪裁的比较研究.研究发现当5G5能级到5S2能级及之间的能级被激发的时候,大多数的粒子数容易无辐射弛豫到(5F45S2)能级.在(5F45S2)能级, 由很强的ETr7-ETaYb{5F4(Ho)5I6(Ho), 2F7/2(Yb)2F5/2(Yb)}交叉能量传递渠道, 导致Ho3+离子的粒子数被无损耗的交叉能量传递到5I6能级, 同时Yb3+离子从基态2F7/2能级被激发到2F5/2能级,它导致了两个能被晶体硅有效吸收的红外光子, 即一个(1153 nm, 1188 nm)的红外光子和另一个(973.0 nm, 1002.0 nm) 的红外光子,因此出现了显著的双光子一级红外量子剪裁. 最后,该文计算了Ho(0.5)Yb(1):FOV和Ho(0.5)Yb(10.5):FOV的交叉能量传递效率为tr, 1% Yb(5F45S2)=29.2%, tr,10.5% Yb(5F45S2)=99.2%和它们的共合作能量传递效率为tr, 1% Yb(5F3)=4.18%, tr, 10.5% Yb(5F3)=75.3%;而它们的双光子量子剪裁效率的理论上限值依次为CR, 1% Yb(5F45S2)=129.2%, CR, 10.5% Yb(5F45S2)=199.2% 和CO, 1% Yb(5F3)=104.18%, CO, 10.5% Yb(5F3)=175.3%.因此发现了一级红外量子剪裁有比二级红外量子剪裁高较多的概率.该项研究对太阳能电池效率的提高很有意义.
2012, 61(22): 228101.
doi: 10.7498/aps.61.228101
摘要:
采用动力学蒙特卡罗方法模拟,发现在较低过饱和度流体中对称性破缺的简单立方晶体光滑(001)表面上基于晶核的水平纳米线的生长机理. 在此基础上,进一步研究了各向异性的表面上经向和纬向热粗糙度对纳米线形貌的影响,分析了纳米线的生长随时间的变化,并系统讨论了纳米线生长速率与表面经向和纬向热粗糙度、过饱和度、晶面尺寸以及表面扩散作用的依赖关系.
采用动力学蒙特卡罗方法模拟,发现在较低过饱和度流体中对称性破缺的简单立方晶体光滑(001)表面上基于晶核的水平纳米线的生长机理. 在此基础上,进一步研究了各向异性的表面上经向和纬向热粗糙度对纳米线形貌的影响,分析了纳米线的生长随时间的变化,并系统讨论了纳米线生长速率与表面经向和纬向热粗糙度、过饱和度、晶面尺寸以及表面扩散作用的依赖关系.
2012, 61(22): 228102.
doi: 10.7498/aps.61.228102
摘要:
本文针对非对称双边扩散条件下的二元合金枝晶生长,建立了一个包含溶质截流项的定量相场模型. 本模型耦合了非线性热力学函数并采用化学势相等的界面条件. 通过对相场方程进行二阶的薄界面渐进分析,并结合溶质拖拽模型, 推导出相场迁移率和溶质截流项.随后将模型简化为二元稀溶液合金等温枝晶生长的相场模型以对其进行理论验证. 通过在各种相场界面厚度条件下进行数值模拟, 测试了本模型的数值收敛性. 用所建立的模型模拟了Fe-0.15 mol%C合金的等温枝晶生长, 将相场模拟结果和经典Gibbs-Thomson关系, 线性可解性理论以及改进的Lipton-Glicksman-Kurz (LGK) 解析模型进行比较,取得了良好的符合. 模拟结果表明本模型能有效地消除延拓的界面厚度所导致的界面异常效应, 具有良好的定量模拟能力. 而且,本模型能够定量地描述从单边扩散到对称扩散的各种固相扩散迁移率条件下的枝晶生长.
本文针对非对称双边扩散条件下的二元合金枝晶生长,建立了一个包含溶质截流项的定量相场模型. 本模型耦合了非线性热力学函数并采用化学势相等的界面条件. 通过对相场方程进行二阶的薄界面渐进分析,并结合溶质拖拽模型, 推导出相场迁移率和溶质截流项.随后将模型简化为二元稀溶液合金等温枝晶生长的相场模型以对其进行理论验证. 通过在各种相场界面厚度条件下进行数值模拟, 测试了本模型的数值收敛性. 用所建立的模型模拟了Fe-0.15 mol%C合金的等温枝晶生长, 将相场模拟结果和经典Gibbs-Thomson关系, 线性可解性理论以及改进的Lipton-Glicksman-Kurz (LGK) 解析模型进行比较,取得了良好的符合. 模拟结果表明本模型能有效地消除延拓的界面厚度所导致的界面异常效应, 具有良好的定量模拟能力. 而且,本模型能够定量地描述从单边扩散到对称扩散的各种固相扩散迁移率条件下的枝晶生长.
2012, 61(22): 228103.
doi: 10.7498/aps.61.228103
摘要:
用提拉法生长了新型激光晶体5 at% Yb3+:YNbO4, 测量了它的吸收和光致发光光谱, 计算了它的吸收和发射截面, 并对其激光性能进行了评估. Yb3+:YNbO4的吸收半峰全宽为17 nm, 吸收峰位于933, 955, 974和1003 nm, 相应的吸收截面分别为0.731020, 1.8510-20, 0.8610-20和0.4410-20 cm2; 最大吸收截面值为Yb3+:YAG的两倍. 光致发光谱的发射带的中心位置处于1020 nm附近, 相应的半高宽为41 nm, 是Yb3+:YAG的3倍; Yb3+:YNbO4在955, 974, 1005, 1021和1030 nm处都有着较大的发射截面, 截面值分别为0.6910-20, 0.8610-20, 1.8110-20, 1.1110-20和0.5710-20 cm2, 最大发射截面值与Yb3+:YAG相当. Yb3+:YNbO4晶体的宽发射带有利于实现相应波长的超短脉冲和可调谐激光输出, 表明它是在这些领域非常有希望的全固态工作物质.
用提拉法生长了新型激光晶体5 at% Yb3+:YNbO4, 测量了它的吸收和光致发光光谱, 计算了它的吸收和发射截面, 并对其激光性能进行了评估. Yb3+:YNbO4的吸收半峰全宽为17 nm, 吸收峰位于933, 955, 974和1003 nm, 相应的吸收截面分别为0.731020, 1.8510-20, 0.8610-20和0.4410-20 cm2; 最大吸收截面值为Yb3+:YAG的两倍. 光致发光谱的发射带的中心位置处于1020 nm附近, 相应的半高宽为41 nm, 是Yb3+:YAG的3倍; Yb3+:YNbO4在955, 974, 1005, 1021和1030 nm处都有着较大的发射截面, 截面值分别为0.6910-20, 0.8610-20, 1.8110-20, 1.1110-20和0.5710-20 cm2, 最大发射截面值与Yb3+:YAG相当. Yb3+:YNbO4晶体的宽发射带有利于实现相应波长的超短脉冲和可调谐激光输出, 表明它是在这些领域非常有希望的全固态工作物质.
2012, 61(22): 228104.
doi: 10.7498/aps.61.228104
摘要:
本文以CeH2, PrH2纳米粉和B粉为原料, 在无氧环境下采用放电等离子原位反应成功制备了单相多元稀土六硼化物Pr1-xCexB6 (x=0.2—0.8)阴极材料.系统研究了掺杂元素Ce对Pr1-xCexB6的物相组成、力学性能及热电子发射性能的影响.结果表明, 当烧结温度为1450 ℃, 烧结压强为50 MPa时可制得单相的Pr1-xCexB6多晶块体材料并且该系列样品具有良好的力学性能, 维氏硬度和抗弯强度最高值分别达到了24.34 GPa和226.02 MPa, 已达到单晶水平.热电子发射性能结果表明, 随着Ce掺杂量的增加Pr1-xCexB6的发射电流密度线性增加.当阴极温度为1973 K, 外加电压为950 V时, Pr0.4Ce0.6B6最大发射电流密度达到47.3 A·cm-2, 该值远高于传统热压烧结法制备的发射电流密度. 因此, 本文该方法制备的Pr1-xCexB6 多晶块体具有良好的力学性能和发射性能, 作为热阴极材料将会有很好的应用前景.
本文以CeH2, PrH2纳米粉和B粉为原料, 在无氧环境下采用放电等离子原位反应成功制备了单相多元稀土六硼化物Pr1-xCexB6 (x=0.2—0.8)阴极材料.系统研究了掺杂元素Ce对Pr1-xCexB6的物相组成、力学性能及热电子发射性能的影响.结果表明, 当烧结温度为1450 ℃, 烧结压强为50 MPa时可制得单相的Pr1-xCexB6多晶块体材料并且该系列样品具有良好的力学性能, 维氏硬度和抗弯强度最高值分别达到了24.34 GPa和226.02 MPa, 已达到单晶水平.热电子发射性能结果表明, 随着Ce掺杂量的增加Pr1-xCexB6的发射电流密度线性增加.当阴极温度为1973 K, 外加电压为950 V时, Pr0.4Ce0.6B6最大发射电流密度达到47.3 A·cm-2, 该值远高于传统热压烧结法制备的发射电流密度. 因此, 本文该方法制备的Pr1-xCexB6 多晶块体具有良好的力学性能和发射性能, 作为热阴极材料将会有很好的应用前景.
2012, 61(22): 228105.
doi: 10.7498/aps.61.228105
摘要:
采用中频感应单晶炉和提拉法生长了高质量的掺Ce的YVO4晶体,并采用了两种不同的方式进行掺杂,即分别在YVO4晶体掺入了Ce2(CO3)3和CeO2,两种不同方式的掺杂浓度均为2at%. 使用XRD测试了这两种晶体的物相,发现样品主要以YVO4相存在. 吸收谱、荧光光谱和激发光谱的测试发现,这两种不同掺杂方式所得到的样品具有相似的光谱特性,即使用325 nm的紫外线激发时,两种样品均可发出以440 nm为中心的宽带蓝光, 这是来自Ce3+离子的5d → 4f的特征发射；而在460 nm的激发下,两种样品又均可发出以620 nm为中心的宽带红光.通过X射线光电子能谱(XPS)对样品中的各个元素进行的测试分析,发现氧元素的1s峰分裂为529.8 eV和531.8 eV,这说明晶体中存在两种配位氧离子, 一种是正常配位的氧离子(O2-),另一种是带空穴的配位氧离子(O-).由Ce的XPS测试结果中展现的5个5d峰推断, 样品中的铈是以Ce3+和Ce4+ 两种形式共存, 这种共存与两种配位氧离子的存在密切相关.我们认为, Ce:YVO4晶体的宽带红光发射来自Ce4+-O2-的电荷迁移发光, 并且它有可能因此而成为一种新型的用于白光LED的红色荧光粉.
采用中频感应单晶炉和提拉法生长了高质量的掺Ce的YVO4晶体,并采用了两种不同的方式进行掺杂,即分别在YVO4晶体掺入了Ce2(CO3)3和CeO2,两种不同方式的掺杂浓度均为2at%. 使用XRD测试了这两种晶体的物相,发现样品主要以YVO4相存在. 吸收谱、荧光光谱和激发光谱的测试发现,这两种不同掺杂方式所得到的样品具有相似的光谱特性,即使用325 nm的紫外线激发时,两种样品均可发出以440 nm为中心的宽带蓝光, 这是来自Ce3+离子的5d → 4f的特征发射；而在460 nm的激发下,两种样品又均可发出以620 nm为中心的宽带红光.通过X射线光电子能谱(XPS)对样品中的各个元素进行的测试分析,发现氧元素的1s峰分裂为529.8 eV和531.8 eV,这说明晶体中存在两种配位氧离子, 一种是正常配位的氧离子(O2-),另一种是带空穴的配位氧离子(O-).由Ce的XPS测试结果中展现的5个5d峰推断, 样品中的铈是以Ce3+和Ce4+ 两种形式共存, 这种共存与两种配位氧离子的存在密切相关.我们认为, Ce:YVO4晶体的宽带红光发射来自Ce4+-O2-的电荷迁移发光, 并且它有可能因此而成为一种新型的用于白光LED的红色荧光粉.
2012, 61(22): 228106.
doi: 10.7498/aps.61.228106
摘要:
用元胞自动机(Cellular Automaton, CA)模型研究了界面能各向异性对二维定向凝固胞晶的生长形态的影响, 建立了判定胞晶生长达到稳态的判据.结果显示, 当界面能各向异性强度非常小时, 胞晶尖端很容易分岔, 胞晶形态不容易稳定.而当界面能各向异性强度足够大时, 容易形成稳定的胞晶形态, 同时界面能各向异性强度会显著影响稳定胞晶的形态, 界面能各向异性越强, 稳态胞晶间距越小, 胞晶尖端半径越小, 尖端半径与胞晶间距的比值越小, 固液界面前沿的浓度与过冷度越小.
用元胞自动机(Cellular Automaton, CA)模型研究了界面能各向异性对二维定向凝固胞晶的生长形态的影响, 建立了判定胞晶生长达到稳态的判据.结果显示, 当界面能各向异性强度非常小时, 胞晶尖端很容易分岔, 胞晶形态不容易稳定.而当界面能各向异性强度足够大时, 容易形成稳定的胞晶形态, 同时界面能各向异性强度会显著影响稳定胞晶的形态, 界面能各向异性越强, 稳态胞晶间距越小, 胞晶尖端半径越小, 尖端半径与胞晶间距的比值越小, 固液界面前沿的浓度与过冷度越小.
2012, 61(22): 228201.
doi: 10.7498/aps.61.228201
摘要:
采用胶体晶体模板技术和磁控溅射工艺, 通过调制溅射功率, 制备了一系列不同形貌的Ag反点阵列修饰TiO2复合薄膜. 通过扫描电子显微镜(SEM), X射线衍射(XRD), 紫外-可见分光光度计(UV-Vis)和四探针测试仪等手段对样品的结构和光催化性能进行了表征. 实验结果表明: Ag反点阵列的形貌对样品光催化性能有显著影响. 随着反点孔径的减小, 其导电性能迅速提升, 样品的光催化性能逐渐增强. 孔径为710 nm时, 复合薄膜的光催化性能达到最高. 随后, 继续减小孔径, 样品的光催化性能出现了一定程度的下降, 这是载流子损耗增多和遮光面积增大引起的. 经Ag反点阵列修饰的样品的光催化性能均明显优于TiO2薄膜, 主要是由于反点阵列可有效分离光生载流子, 因此使其光催化活性得到显著提高.
采用胶体晶体模板技术和磁控溅射工艺, 通过调制溅射功率, 制备了一系列不同形貌的Ag反点阵列修饰TiO2复合薄膜. 通过扫描电子显微镜(SEM), X射线衍射(XRD), 紫外-可见分光光度计(UV-Vis)和四探针测试仪等手段对样品的结构和光催化性能进行了表征. 实验结果表明: Ag反点阵列的形貌对样品光催化性能有显著影响. 随着反点孔径的减小, 其导电性能迅速提升, 样品的光催化性能逐渐增强. 孔径为710 nm时, 复合薄膜的光催化性能达到最高. 随后, 继续减小孔径, 样品的光催化性能出现了一定程度的下降, 这是载流子损耗增多和遮光面积增大引起的. 经Ag反点阵列修饰的样品的光催化性能均明显优于TiO2薄膜, 主要是由于反点阵列可有效分离光生载流子, 因此使其光催化活性得到显著提高.
2012, 61(22): 228202.
doi: 10.7498/aps.61.228202
摘要:
多孔型阳极氧化铝(PAA)和多孔阳极氧化钛纳米管因其在诸多领域的广泛应用而备受关注. 然而这类多孔阳极氧化物中纳米孔道的形成机理至今还不清楚, 阳极氧化过程中电流-时间曲线与多孔形貌之间的关系至今无法解释. 本文从致密型阳极氧化铝(CAA)的击穿机理入手,详细对比了CAA和PAA形成过程的区别与内在联系, 从两种氧化膜电流-时间曲线(或电压-时间曲线)的分界点这个全新视角入手, 找出了阳极氧化过程中氧化物形成效率下降的本质原因是电子电流的产生和氧气的析出. 在CAA中球形孔洞的证据充分说明初期的规则孔洞是氧气气泡形成的. 铝在混合电解液中阳极氧化的结果表明, 一旦氧气析出停止,孔道生长就停止并被致密型的氧化物覆盖, 一种新型的复合型氧化膜由此而得. 最终结果表明: 在PAA的形成过程中, 适当的电子电流是氧气析出和孔洞形成的保证, 适当的离子电流是氧化物形成和孔壁生长的保证.
多孔型阳极氧化铝(PAA)和多孔阳极氧化钛纳米管因其在诸多领域的广泛应用而备受关注. 然而这类多孔阳极氧化物中纳米孔道的形成机理至今还不清楚, 阳极氧化过程中电流-时间曲线与多孔形貌之间的关系至今无法解释. 本文从致密型阳极氧化铝(CAA)的击穿机理入手,详细对比了CAA和PAA形成过程的区别与内在联系, 从两种氧化膜电流-时间曲线(或电压-时间曲线)的分界点这个全新视角入手, 找出了阳极氧化过程中氧化物形成效率下降的本质原因是电子电流的产生和氧气的析出. 在CAA中球形孔洞的证据充分说明初期的规则孔洞是氧气气泡形成的. 铝在混合电解液中阳极氧化的结果表明, 一旦氧气析出停止,孔道生长就停止并被致密型的氧化物覆盖, 一种新型的复合型氧化膜由此而得. 最终结果表明: 在PAA的形成过程中, 适当的电子电流是氧气析出和孔洞形成的保证, 适当的离子电流是氧化物形成和孔壁生长的保证.
2012, 61(22): 228501.
doi: 10.7498/aps.61.228501
摘要:
由于杂模在高增益相对论速调管放大器中很容易激发, 而且严重影响工作模式的束波互作用, 因此, 杂模抑制在高增益相对论速调管放大器中非常重要. 杂模的激发不仅影响高增益相对论速调管放大器的正常工作, 而且导致脉冲缩短等, 大大降低速调管的工作性能. 本文结合粒子模拟深入研究了杂模产生的机理, 建立了激发杂模振荡的腔间耦合模型及其相应的等效电路, 由此给出了杂模激发的起振电流公式和抑制措施, 并且在PIC模拟中进行相应的模拟验证和优化处理, 最后, 在千瓦级驱动源驱动下, 实验上实现了对杂模的控制, 得到微波功率0.98 GW, 脉冲宽度100 ns的实验输出.
由于杂模在高增益相对论速调管放大器中很容易激发, 而且严重影响工作模式的束波互作用, 因此, 杂模抑制在高增益相对论速调管放大器中非常重要. 杂模的激发不仅影响高增益相对论速调管放大器的正常工作, 而且导致脉冲缩短等, 大大降低速调管的工作性能. 本文结合粒子模拟深入研究了杂模产生的机理, 建立了激发杂模振荡的腔间耦合模型及其相应的等效电路, 由此给出了杂模激发的起振电流公式和抑制措施, 并且在PIC模拟中进行相应的模拟验证和优化处理, 最后, 在千瓦级驱动源驱动下, 实验上实现了对杂模的控制, 得到微波功率0.98 GW, 脉冲宽度100 ns的实验输出.
2012, 61(22): 228701.
doi: 10.7498/aps.61.228701
摘要:
本文提出一种基于0—1整数线性规划的自屏蔽磁共振成像 (MRI)超导磁体设计方法. 在磁体线圈可行载流区内按照所用线材尺寸划分网格, 同时综合考虑线材内最大磁感应强度、成像区磁场均匀度、漏场范围等设计要求, 以超导线材使用量最小为目标函数, 采用0—1整数线性规划算法得到磁体线圈的初始导线集中区块分布; 然后通过合理的调整限制各分离导线区块截面尺寸及其中心位置, 得到最终易于实际加工和绕制的矩形磁体线圈结构. 并根据不同的约束要求, 该方法也适用于其他结构超导磁体的优化设计. 文中最后给出一个设计实例.
本文提出一种基于0—1整数线性规划的自屏蔽磁共振成像 (MRI)超导磁体设计方法. 在磁体线圈可行载流区内按照所用线材尺寸划分网格, 同时综合考虑线材内最大磁感应强度、成像区磁场均匀度、漏场范围等设计要求, 以超导线材使用量最小为目标函数, 采用0—1整数线性规划算法得到磁体线圈的初始导线集中区块分布; 然后通过合理的调整限制各分离导线区块截面尺寸及其中心位置, 得到最终易于实际加工和绕制的矩形磁体线圈结构. 并根据不同的约束要求, 该方法也适用于其他结构超导磁体的优化设计. 文中最后给出一个设计实例.
2012, 61(22): 228702.
doi: 10.7498/aps.61.228702
摘要:
传统的测量光阱刚度的方法如功率谱法是基于微粒的布朗运动, 适用于直径范围几百纳米到几微米的微球, 在几微米以上并不具有明显优势.本文发展一种时间飞行的方法测量光阱对微球的刚度. 该方法是基于跟踪微粒的运动轨迹获得光阱刚度.通过比较不同功率下, 不同大小以及不同材料的微球的光阱刚度和误差, 结果表明时间飞行法适用于直径范围5-10 μm的微球; 论文中用功率谱法和均方位移法测量了5 μm标准聚苯乙烯小球的光阱刚度与时间飞行法测得的结果作为对比, 由于受相机采集速率的影响, 所测刚度值比理想值偏高, 比较而言, 时间飞行法的测量结果更加接近于真实值, 对于光阱刚度的快速标定有着重要意义. 该方法可以应用在特殊光场分布的激光阱中测量微球的光阱刚度; 在实现细胞层次的力学特性测量中它可避免使用微球作为探针, 为更深层次研究细胞上的复杂单分子过程提供了一个研究手段.
传统的测量光阱刚度的方法如功率谱法是基于微粒的布朗运动, 适用于直径范围几百纳米到几微米的微球, 在几微米以上并不具有明显优势.本文发展一种时间飞行的方法测量光阱对微球的刚度. 该方法是基于跟踪微粒的运动轨迹获得光阱刚度.通过比较不同功率下, 不同大小以及不同材料的微球的光阱刚度和误差, 结果表明时间飞行法适用于直径范围5-10 μm的微球; 论文中用功率谱法和均方位移法测量了5 μm标准聚苯乙烯小球的光阱刚度与时间飞行法测得的结果作为对比, 由于受相机采集速率的影响, 所测刚度值比理想值偏高, 比较而言, 时间飞行法的测量结果更加接近于真实值, 对于光阱刚度的快速标定有着重要意义. 该方法可以应用在特殊光场分布的激光阱中测量微球的光阱刚度; 在实现细胞层次的力学特性测量中它可避免使用微球作为探针, 为更深层次研究细胞上的复杂单分子过程提供了一个研究手段.
2012, 61(22): 228801.
doi: 10.7498/aps.61.228801
摘要:
对于溅射后硒化和共蒸发等方法制备的铜铟镓硒(CIGS)太阳能电池薄膜, 利用多种分析方法研究了CIGS多层膜的复杂结构等.研究表明: 卢瑟福背散射(RBS)在分析CIGS多层膜方面具有其独特优势和可靠的结果;溅射后硒化方法制备的CIGS薄膜中,Ga和In在CIGS薄膜中呈梯度分布,这种Ga表层少而内层多的不均匀分布与Mo层没有必然关系;RBS和俄歇电子能谱分析(AES)均显示CIGS太阳能电池器件多层膜界面处存在扩散,尤其是CdS与CIGS, Mo与CIGS的界面处;X射线荧光(XRF)结果表明,电池效率最高的CIGS层中In, Ga比例为In:Ga=0.7:0.3; X射线衍射(XRD)结果显示: 退火后的CIGS/Mo薄膜结晶品质得到了优化.
对于溅射后硒化和共蒸发等方法制备的铜铟镓硒(CIGS)太阳能电池薄膜, 利用多种分析方法研究了CIGS多层膜的复杂结构等.研究表明: 卢瑟福背散射(RBS)在分析CIGS多层膜方面具有其独特优势和可靠的结果;溅射后硒化方法制备的CIGS薄膜中,Ga和In在CIGS薄膜中呈梯度分布,这种Ga表层少而内层多的不均匀分布与Mo层没有必然关系;RBS和俄歇电子能谱分析(AES)均显示CIGS太阳能电池器件多层膜界面处存在扩散,尤其是CdS与CIGS, Mo与CIGS的界面处;X射线荧光(XRF)结果表明,电池效率最高的CIGS层中In, Ga比例为In:Ga=0.7:0.3; X射线衍射(XRD)结果显示: 退火后的CIGS/Mo薄膜结晶品质得到了优化.
2012, 61(22): 228901.
doi: 10.7498/aps.61.228901
摘要:
针对实现网络特征的真实情况, 提出了一类可调聚类系数的加权无标度网络模型, 该模型能够重现现实网络权重和节点度呈幂律分布的统计特性. 特别是聚类系数与度之间的非线性关系, 恰好符合某些现实网络聚类系数与度之间的平头关系特征. 最后研究了可调聚类系数加权网络模型中的拥塞问题. 采用基于强度优先传递的局部路由策略, 分析了网络中的流量传输问题.
针对实现网络特征的真实情况, 提出了一类可调聚类系数的加权无标度网络模型, 该模型能够重现现实网络权重和节点度呈幂律分布的统计特性. 特别是聚类系数与度之间的非线性关系, 恰好符合某些现实网络聚类系数与度之间的平头关系特征. 最后研究了可调聚类系数加权网络模型中的拥塞问题. 采用基于强度优先传递的局部路由策略, 分析了网络中的流量传输问题.
2012, 61(22): 228902.
doi: 10.7498/aps.61.228902
摘要:
最近, Li 等研究了在Kleinberg导航模型中引入总能量=cN约束后的最优导航问题, 其中为网络中所有长程连边的长度之和, c为正常数, N为网络节点总数.他们通过在1维和2维导航模型中的模拟结果推测, 在有限能量约束下Kleinberg导航模型中按照幂律方式添加长程连边的最优幂指数应该是=d+1, 其中d为导航模型的维数.本文在平均场理论下, 建立了2维有限能量约束下的导航过程的动态微分方程, 通过对该方程进行数学分析以及数值求解, 从理论上证明了当网络规模足够大且总能量相对较小时, 2维有限能量约束下的最优导航幂指数确实为=3, 这一结果证实了Li等之前的推测.
最近, Li 等研究了在Kleinberg导航模型中引入总能量=cN约束后的最优导航问题, 其中为网络中所有长程连边的长度之和, c为正常数, N为网络节点总数.他们通过在1维和2维导航模型中的模拟结果推测, 在有限能量约束下Kleinberg导航模型中按照幂律方式添加长程连边的最优幂指数应该是=d+1, 其中d为导航模型的维数.本文在平均场理论下, 建立了2维有限能量约束下的导航过程的动态微分方程, 通过对该方程进行数学分析以及数值求解, 从理论上证明了当网络规模足够大且总能量相对较小时, 2维有限能量约束下的最优导航幂指数确实为=3, 这一结果证实了Li等之前的推测.
2012, 61(22): 228903.
doi: 10.7498/aps.61.228903
摘要:
现实世界中复杂网络的演化存在很明显的局域选择现象, 然而目前关于二分网络中的局域世界演化模型研究较少.因此, 本文建立了一个基于二分网络的类局域世界演化模型.首先定义了网络节点度值的饱和度.在此基础上提出了一种新型二分网络局域世界演化模型. 新节点加入系统不需要全局知识, 而是通过节点在网络演化的不同时刻度值饱和度为选择条件构造新节点的局域世界, 然后利用择优连接从局域世界中选择节点增加连边完成网络演化. 此类模型中新节点的局域世界是通过节点饱和度的限制被动生成, 因此又称为类局域世界模型.通过模拟分析发现在节点度值饱和度的限制下择优连接并没有产生具有幂率特性的度分布, 而是生成了度分布相对均匀的二分网络, 即节点度值分布区间较小. 此外, 本文还给出了该网络的混合系数计算结果, 该结果显示网络同配性与网络参数的选择有关, 这一结果与网络邻点平均度的模拟结果一致.
现实世界中复杂网络的演化存在很明显的局域选择现象, 然而目前关于二分网络中的局域世界演化模型研究较少.因此, 本文建立了一个基于二分网络的类局域世界演化模型.首先定义了网络节点度值的饱和度.在此基础上提出了一种新型二分网络局域世界演化模型. 新节点加入系统不需要全局知识, 而是通过节点在网络演化的不同时刻度值饱和度为选择条件构造新节点的局域世界, 然后利用择优连接从局域世界中选择节点增加连边完成网络演化. 此类模型中新节点的局域世界是通过节点饱和度的限制被动生成, 因此又称为类局域世界模型.通过模拟分析发现在节点度值饱和度的限制下择优连接并没有产生具有幂率特性的度分布, 而是生成了度分布相对均匀的二分网络, 即节点度值分布区间较小. 此外, 本文还给出了该网络的混合系数计算结果, 该结果显示网络同配性与网络参数的选择有关, 这一结果与网络邻点平均度的模拟结果一致.
2012, 61(22): 228502.
doi: 10.7498/aps.61.228502
摘要:
栅绝缘层的表面性质对有机场效应晶体管(OFETs)的半导体薄膜的形貌、 晶粒生长的有序性和载流子的传输有着重大的影响.研究表明, 通过改进栅绝缘层的表面性质, 可以有效提高有机场效应晶体管的迁移率. 本文综述了OFETs绝缘层表面的粗糙度和表面能对OFETs迁移率的影响, 重点探讨了栅绝缘层表面修饰常用的方法, 即自组装单层(SAMs)修饰和聚合物修饰与迁移率改进之间的研究进展.最后, 展望了该研究方向未来可能的发展趋势.
栅绝缘层的表面性质对有机场效应晶体管(OFETs)的半导体薄膜的形貌、 晶粒生长的有序性和载流子的传输有着重大的影响.研究表明, 通过改进栅绝缘层的表面性质, 可以有效提高有机场效应晶体管的迁移率. 本文综述了OFETs绝缘层表面的粗糙度和表面能对OFETs迁移率的影响, 重点探讨了栅绝缘层表面修饰常用的方法, 即自组装单层(SAMs)修饰和聚合物修饰与迁移率改进之间的研究进展.最后, 展望了该研究方向未来可能的发展趋势.
2012, 61(22): 229801.
doi: 10.7498/aps.61.229801
摘要:
从斯隆数字巡天(SDSS)收集了214个Seyfert 1星系, 其中147个窄线的Seyfert 1星系(NLS1s), 67个宽线的Seyfert 1星系(BLS1s), 对其黑洞质量、核球速度弥散、爱丁顿比、5100 Å光度、红移进行了研究, 得到以下结论: 1)在进行黑洞质量估算时, 应考虑辐射压的影响, 特别是窄线Seyfert 1星系; 2)在考虑辐射压的情况下, 窄线Seyfert 1星系满足近距正常星系的MBH-σ关系, 其吸积未超爱丁顿极限吸积; 3)在大样本下Seyfert 1星系从窄线Seyfert 1星系到宽线Seyfert 1星系演化, 与他人用其他方法获得的结果是一致的.
从斯隆数字巡天(SDSS)收集了214个Seyfert 1星系, 其中147个窄线的Seyfert 1星系(NLS1s), 67个宽线的Seyfert 1星系(BLS1s), 对其黑洞质量、核球速度弥散、爱丁顿比、5100 Å光度、红移进行了研究, 得到以下结论: 1)在进行黑洞质量估算时, 应考虑辐射压的影响, 特别是窄线Seyfert 1星系; 2)在考虑辐射压的情况下, 窄线Seyfert 1星系满足近距正常星系的MBH-σ关系, 其吸积未超爱丁顿极限吸积; 3)在大样本下Seyfert 1星系从窄线Seyfert 1星系到宽线Seyfert 1星系演化, 与他人用其他方法获得的结果是一致的.
