2020年 69卷 第11期
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2020, 69(11): 117501.
doi: 10.7498/aps.69.20200007
摘要:
伴随着拓扑材料的出现, 拓扑物理学成为了当代凝聚态物理的前沿与热点之一. 拓扑特性是描述材料的物理量在连续变换下会保持不变的性质(如陈数Chern number), 种类包括拓扑绝缘体、外尔和狄拉克等拓扑半金属、拓扑磁材料等. 一维手性磁孤子(chiral magnetic solitons), 类似于磁性斯格明子(skyrmions), 是一类具有拓扑性和准粒子性的磁结构, 具有丰富的物理特性和潜在应用价值. 本文详细总结了一种具有一维手性磁孤子结构的晶体Cr1/3NbS2, 包括其晶体构型、磁相互作用、磁结构、维度调控以及相变物理等物理特性. 希望本综述能为研究拓扑磁材料的科研人员提供详实的参考, 为将拓扑和手性磁性引入到二维层状材料家族提供研究思路, 促进拓扑磁电子学的发展, 为相关器件提供更多的材料选择和理论基础.
伴随着拓扑材料的出现, 拓扑物理学成为了当代凝聚态物理的前沿与热点之一. 拓扑特性是描述材料的物理量在连续变换下会保持不变的性质(如陈数Chern number), 种类包括拓扑绝缘体、外尔和狄拉克等拓扑半金属、拓扑磁材料等. 一维手性磁孤子(chiral magnetic solitons), 类似于磁性斯格明子(skyrmions), 是一类具有拓扑性和准粒子性的磁结构, 具有丰富的物理特性和潜在应用价值. 本文详细总结了一种具有一维手性磁孤子结构的晶体Cr1/3NbS2, 包括其晶体构型、磁相互作用、磁结构、维度调控以及相变物理等物理特性. 希望本综述能为研究拓扑磁材料的科研人员提供详实的参考, 为将拓扑和手性磁性引入到二维层状材料家族提供研究思路, 促进拓扑磁电子学的发展, 为相关器件提供更多的材料选择和理论基础.
2020, 69(11): 110301.
doi: 10.7498/aps.69.20200717
摘要:
作为马约拉纳零能模(MZM)的一种全新载体, 具有拓扑能带结构的铁基超导块材——拓扑铁基超导体——近年来引起了学术界的广泛关注. 由于同时具备单一材料、高温超导、强电子关联、拓扑能带等特质, 拓扑铁基超导体成功规避了本征拓扑超导体和近邻异质结体系在实现MZM上的困难, 为马约拉纳物理开辟了自赋性拓扑超导的新方向. 时至今日, 人们已经在多种拓扑铁基超导体的磁通涡旋中测量到了纯净的MZM. 实验发现, 铁基超导体系中演生的涡旋MZM信号明确、物理清晰, 具有很好的应用前景. 拓扑铁基超导体有望成长为研究马约拉纳物理和制备拓扑量子比特最重要的材料体系之一. 本文以Fe(Te,Se)为主要对象详细介绍了铁基超导马约拉纳载体的思想起源和研究进展. 在阐明Fe(Te,Se)拓扑能带结构和零能涡旋束缚态基本实验事实的基础上, 本文将逻辑清晰地系统总结铁基超导涡旋演生MZM的主要实验观测和基本物理行为; 借助波函数、准粒子中毒等实验, 解析Fe(Te,Se)单晶中的涡旋MZM演生机制; 结合现有马约拉纳理论, 深入探讨铁基超导体中的马约拉纳对称性和准粒子拓扑本质的实验测量. 最后, 本文采用“从量子物理到量子工程”的视角, 综合分析涡旋MZM在真实材料和实际实验中的鲁棒性, 为未来潜在的工程应用提供有益指导. 本文以物理原理为线, 注重理论与实验结合, 旨在搭建经典马约拉纳理论与新兴拓扑铁基超导体系之间的桥梁, 帮助读者理解铁基超导涡旋中演生的MZM.
作为马约拉纳零能模(MZM)的一种全新载体, 具有拓扑能带结构的铁基超导块材——拓扑铁基超导体——近年来引起了学术界的广泛关注. 由于同时具备单一材料、高温超导、强电子关联、拓扑能带等特质, 拓扑铁基超导体成功规避了本征拓扑超导体和近邻异质结体系在实现MZM上的困难, 为马约拉纳物理开辟了自赋性拓扑超导的新方向. 时至今日, 人们已经在多种拓扑铁基超导体的磁通涡旋中测量到了纯净的MZM. 实验发现, 铁基超导体系中演生的涡旋MZM信号明确、物理清晰, 具有很好的应用前景. 拓扑铁基超导体有望成长为研究马约拉纳物理和制备拓扑量子比特最重要的材料体系之一. 本文以Fe(Te,Se)为主要对象详细介绍了铁基超导马约拉纳载体的思想起源和研究进展. 在阐明Fe(Te,Se)拓扑能带结构和零能涡旋束缚态基本实验事实的基础上, 本文将逻辑清晰地系统总结铁基超导涡旋演生MZM的主要实验观测和基本物理行为; 借助波函数、准粒子中毒等实验, 解析Fe(Te,Se)单晶中的涡旋MZM演生机制; 结合现有马约拉纳理论, 深入探讨铁基超导体中的马约拉纳对称性和准粒子拓扑本质的实验测量. 最后, 本文采用“从量子物理到量子工程”的视角, 综合分析涡旋MZM在真实材料和实际实验中的鲁棒性, 为未来潜在的工程应用提供有益指导. 本文以物理原理为线, 注重理论与实验结合, 旨在搭建经典马约拉纳理论与新兴拓扑铁基超导体系之间的桥梁, 帮助读者理解铁基超导涡旋中演生的MZM.
2020, 69(11): 110302.
doi: 10.7498/aps.69.20200812
摘要:
自1937年被预言以来, 马约拉纳费米子在粒子物理领域和暗物质领域就广受关注. 它们在凝聚态物理中的“副本”, 马约拉纳零能模(Majorana zero mode, MZM), 被指出可以通过拓扑超导实现, 并由于满足非阿贝尔统计及可以用来实现容错的量子计算机而成为凝聚态领域最受关注的研究方向之一. 尤其在近二十年中, 马约拉纳零能模在理论和实验方面均取得了诸多重要进展, 一些综述文章对此做了较详细介绍. 本文将会重点回顾MZM的非阿贝尔统计性质以及它们在量子计算中的应用. 文章的第一部分首先简单介绍了凝聚态系统中MZM的理论发展并概述了在人工异质结体系中寻找MZM的最新理论和实验进展. 然后介绍了MZM非阿贝尔统计的基本概念, 并讨论这一性质怎样应用到量子计算中. 接下来重点讨论了利用MZM平台实现量子计算机的两个关键步骤: MZM非阿贝尔编织操作的实验实现方案和MZM量子比特的读取. 在这一部分里, 本文分别详细列举了现有的比较受关注的实现MZM编织操作和量子比特的读取实验装置. 最后, 文章介绍了在对称性保护的拓扑超导系统中实现马约拉纳的对称保护非阿贝尔统计的可能性.
自1937年被预言以来, 马约拉纳费米子在粒子物理领域和暗物质领域就广受关注. 它们在凝聚态物理中的“副本”, 马约拉纳零能模(Majorana zero mode, MZM), 被指出可以通过拓扑超导实现, 并由于满足非阿贝尔统计及可以用来实现容错的量子计算机而成为凝聚态领域最受关注的研究方向之一. 尤其在近二十年中, 马约拉纳零能模在理论和实验方面均取得了诸多重要进展, 一些综述文章对此做了较详细介绍. 本文将会重点回顾MZM的非阿贝尔统计性质以及它们在量子计算中的应用. 文章的第一部分首先简单介绍了凝聚态系统中MZM的理论发展并概述了在人工异质结体系中寻找MZM的最新理论和实验进展. 然后介绍了MZM非阿贝尔统计的基本概念, 并讨论这一性质怎样应用到量子计算中. 接下来重点讨论了利用MZM平台实现量子计算机的两个关键步骤: MZM非阿贝尔编织操作的实验实现方案和MZM量子比特的读取. 在这一部分里, 本文分别详细列举了现有的比较受关注的实现MZM编织操作和量子比特的读取实验装置. 最后, 文章介绍了在对称性保护的拓扑超导系统中实现马约拉纳的对称保护非阿贝尔统计的可能性.
2020, 69(11): 117102.
doi: 10.7498/aps.69.20190959
摘要:
Majorana束缚态具有非阿贝尔量子统计特性, 是极具潜力的拓扑量子计算方案的核心. 近期有多项实验研究提供了Majorana束缚态在某些超导体系中的存在证据, 使其成为近期凝聚态物理以及量子计算领域的前沿焦点之一. 本文介绍拓扑超导的机理、Majorana束缚态的新奇物理特性、实验观测和操作的方法以及相关量子器件的设计, 最后展望该研究方向的发展前景.
Majorana束缚态具有非阿贝尔量子统计特性, 是极具潜力的拓扑量子计算方案的核心. 近期有多项实验研究提供了Majorana束缚态在某些超导体系中的存在证据, 使其成为近期凝聚态物理以及量子计算领域的前沿焦点之一. 本文介绍拓扑超导的机理、Majorana束缚态的新奇物理特性、实验观测和操作的方法以及相关量子器件的设计, 最后展望该研究方向的发展前景.
2020, 69(11): 117302.
doi: 10.7498/aps.69.20200534
摘要:
手征马约拉纳费米子是具有手性的无质量费米子, 是其本身的反粒子, 只能存在于1+1维(即1维空间+1维时间)或者9+1维. 在凝聚态物理中, 1维手征马约拉纳费米子可看成1/2分数化的狄拉克费米子, 并作为二维拓扑态的边缘元激发. 奇数个手征马约拉纳费米子边缘态的存在也预示着体系中存在满足非阿贝尔量子统计的伊辛任意子. 手征马约拉纳费米子也可进行非阿贝尔编织, 理论上可用来实现容错量子计算, 因此近年来在凝聚态物理研究中引起了广泛的兴趣. 本文从二维拓扑态出发, 介绍手征拓扑超导态和量子反常霍尔态之间的深刻联系, 并由此得出量子反常霍尔平台转变与超导近邻实现手征马约拉纳费米子的方案, 最后以单通道手征马约拉纳费米子为例, 探讨其实现电子态的非阿贝尓量子门.
手征马约拉纳费米子是具有手性的无质量费米子, 是其本身的反粒子, 只能存在于1+1维(即1维空间+1维时间)或者9+1维. 在凝聚态物理中, 1维手征马约拉纳费米子可看成1/2分数化的狄拉克费米子, 并作为二维拓扑态的边缘元激发. 奇数个手征马约拉纳费米子边缘态的存在也预示着体系中存在满足非阿贝尔量子统计的伊辛任意子. 手征马约拉纳费米子也可进行非阿贝尔编织, 理论上可用来实现容错量子计算, 因此近年来在凝聚态物理研究中引起了广泛的兴趣. 本文从二维拓扑态出发, 介绍手征拓扑超导态和量子反常霍尔态之间的深刻联系, 并由此得出量子反常霍尔平台转变与超导近邻实现手征马约拉纳费米子的方案, 最后以单通道手征马约拉纳费米子为例, 探讨其实现电子态的非阿贝尓量子门.
2020, 69(11): 117401.
doi: 10.7498/aps.69.20200831
摘要:
Yu-Shiba-Rusinov态是由磁性杂质原子在超导体中诱导出的超导能隙内的束缚态. 它们可以作为构造拓扑超导态的基本单元. 本文阐述了基于Yu-Shiba-Rusinov态的不同维度拓扑超导的统一理论框架, 并通过简单的特例加以解释. 这里的理论是理解多个相关实验的基础.
Yu-Shiba-Rusinov态是由磁性杂质原子在超导体中诱导出的超导能隙内的束缚态. 它们可以作为构造拓扑超导态的基本单元. 本文阐述了基于Yu-Shiba-Rusinov态的不同维度拓扑超导的统一理论框架, 并通过简单的特例加以解释. 这里的理论是理解多个相关实验的基础.
2020, 69(11): 110201.
doi: 10.7498/aps.69.20200116
摘要:
运用分子动力学方法模拟研究了旋转的黑磷纳米管对管内水流的轴向驱动特性, 研究结果表明: 手性黑磷纳米管在旋转时会驱动管内水分子沿轴向运动, 运动方向由纳米管转向决定; 管内水流的流速和驱动力会随着黑磷管转速的提高而增大. 采用黑磷双壁Couette模型计算分析了水-黑磷界面的摩擦系数及滑移特性, 阐明了黑磷表面天然的各向异性微结构是旋转黑磷管轴向驱动水流的本质原因. 构建了在双层黑磷纳米管间填充水分子的模型, 发现内外黑磷管同时旋转时, 管间水分子的轴向运动会增强. 纳米管半径也会对水分子的定向运动产生影响, 具体表现为在相同转速下, 随着纳米管半径的增大, 管内水分子在轴向上的运动速度会减小, 而受力则会增大; 双壁黑磷纳米管在旋转时管内水分子的轴向运动情况和单壁黑磷纳米管模型差异很小, 证明黑磷管层数对水流驱动效果的影响不明显; 温度对水流驱动效果的影响规律取决于管内压强和温度对流固界面摩擦系数的耦合作用, 当温度低于常温时水分子在轴向上的速度和受力会随着温度的升高而增大, 当温度达到常温时则趋于平稳. 研究结果可为基于黑磷纳米管的流体传动器件的设计和应用提供理论基础.
运用分子动力学方法模拟研究了旋转的黑磷纳米管对管内水流的轴向驱动特性, 研究结果表明: 手性黑磷纳米管在旋转时会驱动管内水分子沿轴向运动, 运动方向由纳米管转向决定; 管内水流的流速和驱动力会随着黑磷管转速的提高而增大. 采用黑磷双壁Couette模型计算分析了水-黑磷界面的摩擦系数及滑移特性, 阐明了黑磷表面天然的各向异性微结构是旋转黑磷管轴向驱动水流的本质原因. 构建了在双层黑磷纳米管间填充水分子的模型, 发现内外黑磷管同时旋转时, 管间水分子的轴向运动会增强. 纳米管半径也会对水分子的定向运动产生影响, 具体表现为在相同转速下, 随着纳米管半径的增大, 管内水分子在轴向上的运动速度会减小, 而受力则会增大; 双壁黑磷纳米管在旋转时管内水分子的轴向运动情况和单壁黑磷纳米管模型差异很小, 证明黑磷管层数对水流驱动效果的影响不明显; 温度对水流驱动效果的影响规律取决于管内压强和温度对流固界面摩擦系数的耦合作用, 当温度低于常温时水分子在轴向上的速度和受力会随着温度的升高而增大, 当温度达到常温时则趋于平稳. 研究结果可为基于黑磷纳米管的流体传动器件的设计和应用提供理论基础.
2020, 69(11): 112801.
doi: 10.7498/aps.69.20200279
摘要:
蒙特卡罗方法(MC)是模拟核探测问题的理想方法, 用中子照射客体, 中子诱发产生非弹γ和俘获γ, 通过特征γ射线能谱和时间谱分析, 确定客体核素组成和重量百分比. 本文基于非弹γ和俘获γ时间门测量技术, 给出了脉冲源发射下探测器响应计数公式. 在中子与核作用产生次级光子方面, 采用期望值估计(expect value estimator, EVE)产光. 为了避免大量小权光子模拟带来的计算存储量增加, 设计了EVE产光与直接估计(direct estimator, DE)产光耦合. 仅增加少量计算时间, 便实现了特征γ射线解谱. 数值模拟在自主MC软件JMCT上开展, 计算结果初步验证了方法的正确有效性.
蒙特卡罗方法(MC)是模拟核探测问题的理想方法, 用中子照射客体, 中子诱发产生非弹γ和俘获γ, 通过特征γ射线能谱和时间谱分析, 确定客体核素组成和重量百分比. 本文基于非弹γ和俘获γ时间门测量技术, 给出了脉冲源发射下探测器响应计数公式. 在中子与核作用产生次级光子方面, 采用期望值估计(expect value estimator, EVE)产光. 为了避免大量小权光子模拟带来的计算存储量增加, 设计了EVE产光与直接估计(direct estimator, DE)产光耦合. 仅增加少量计算时间, 便实现了特征γ射线解谱. 数值模拟在自主MC软件JMCT上开展, 计算结果初步验证了方法的正确有效性.
2020, 69(11): 113401.
doi: 10.7498/aps.69.20200321
摘要:
在0—2.0 eV的碰撞能范围内采用含时量子波包方法和二阶分裂算符传播子对初始量子态为(v0 = 0, j0 = 0)的D + DBr反应进行了态分辨理论水平上的动力学计算. 计算了抽取反应通道D + DBr → Br + D2和置换反应通道\begin{document}$ \rm D' + DBr \to D + D'Br $\end{document} ![]()
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在0—2.0 eV的碰撞能范围内采用含时量子波包方法和二阶分裂算符传播子对初始量子态为(v0 = 0, j0 = 0)的D + DBr反应进行了态分辨理论水平上的动力学计算. 计算了抽取反应通道D + DBr → Br + D2和置换反应通道
2020, 69(11): 113701.
doi: 10.7498/aps.69.20200184
摘要:
通过构造一个由相互垂直的两腔和一个二能级原子组成的光学腔-原子系统, 研究可控的量子干涉引起的非传统光子传输现象. 该系统中, 两个正交腔之间通过光纤直接耦合和通过放在两腔交叉处的二能级原子间接耦合. 该三模系统支持两个相互垂直的传播方向, 即两探测场相互垂直. 在考虑原子弛豫速率的情况下, 该闭环系统中的光场、腔模与原子跃迁间相互作用所产生的可控量子干涉能导致一些新的对称或非对称的光子输运行为, 如相干完美合成、相干完美透明. 此外, 输运的群速度也可调节, 即产生快慢光效应. 这些过程能够通过调节探测场间相对相位、两腔之间的隧穿耦合强度进行动态调控. 该机制有望用于开发高效的量子信息处理和全光网络的功能元器件(如光开关和路由器等).
通过构造一个由相互垂直的两腔和一个二能级原子组成的光学腔-原子系统, 研究可控的量子干涉引起的非传统光子传输现象. 该系统中, 两个正交腔之间通过光纤直接耦合和通过放在两腔交叉处的二能级原子间接耦合. 该三模系统支持两个相互垂直的传播方向, 即两探测场相互垂直. 在考虑原子弛豫速率的情况下, 该闭环系统中的光场、腔模与原子跃迁间相互作用所产生的可控量子干涉能导致一些新的对称或非对称的光子输运行为, 如相干完美合成、相干完美透明. 此外, 输运的群速度也可调节, 即产生快慢光效应. 这些过程能够通过调节探测场间相对相位、两腔之间的隧穿耦合强度进行动态调控. 该机制有望用于开发高效的量子信息处理和全光网络的功能元器件(如光开关和路由器等).
2020, 69(11): 114201.
doi: 10.7498/aps.69.20200145
摘要:
提出一种综合利用区域逼近法和柯西拟合法精确获取Ge20Sb15Se65薄膜和Ge28Sb12Se60薄膜透射光谱范围内任意波长处折射率与色散的多点柯西法, 并从理论上证明了该方法的准确性. 实验上, 采用磁控溅射法制备了这两种Ge—Sb—Se薄膜, 利用傅里叶红外光谱仪测得了透射光谱曲线, 运用分段滤波的方法去除噪声, 然后使用多点柯西法得到了这两种薄膜在500—2500 nm波段的折射率、色散、吸收系数和光学带隙. 结果表明Ge28Sb12Se60薄膜的折射率和吸收系数大于Ge20Sb15Se65薄膜, Ge28Sb12Se60薄膜的光学带隙小于Ge20Sb15Se65薄膜. 最后, 利用拉曼光谱对两种薄膜的微观结构进行了表征, 从原子之间的键合性质解释了这两种硫系薄膜不同光学性质的原因.
提出一种综合利用区域逼近法和柯西拟合法精确获取Ge20Sb15Se65薄膜和Ge28Sb12Se60薄膜透射光谱范围内任意波长处折射率与色散的多点柯西法, 并从理论上证明了该方法的准确性. 实验上, 采用磁控溅射法制备了这两种Ge—Sb—Se薄膜, 利用傅里叶红外光谱仪测得了透射光谱曲线, 运用分段滤波的方法去除噪声, 然后使用多点柯西法得到了这两种薄膜在500—2500 nm波段的折射率、色散、吸收系数和光学带隙. 结果表明Ge28Sb12Se60薄膜的折射率和吸收系数大于Ge20Sb15Se65薄膜, Ge28Sb12Se60薄膜的光学带隙小于Ge20Sb15Se65薄膜. 最后, 利用拉曼光谱对两种薄膜的微观结构进行了表征, 从原子之间的键合性质解释了这两种硫系薄膜不同光学性质的原因.
2020, 69(11): 114202.
doi: 10.7498/aps.69.20200086
摘要:
给出了离轴抽运固体激光器多模速率方程组在阈值附近的小信号求解方法, 用这种方法研究了模式随离轴量的变化以及厄米-高斯模的竞争行为. 抽运光斑较小时, 离轴量增加高阶模式依次出现; 抽运光斑较大时, 模式变化呈现复杂性. 用小信号近似得到的模式光子数比例与较高抽运功率下数值求解速率方程组的结果接近, 表明可以用该方法估算实际较高功率激光器的模式分布, 这可以方便这类激光器的研究. 对离轴抽运下的多厄米-高斯模激光器, 阈值附近的模竞争体现为, 随着抽运功率的增加, 第一个净增益由负变正的模式, 光子数随即开始增加, 增加趋势接近线性. 而第二个净增益由负变正的模式, 光子数并不立即开始增加, 而要等到抽运功率进一步增加后才开始增加, 其开始增加后第一个模式的增长趋势变缓. 从动态过程看, 各个模式经过交叉尖峰和交叉弛豫振荡竞争后, 逐渐达到稳态. 实验获得了HG00-HG50模光束, 实验所得到的模式分布与理论计算结果符合很好.
给出了离轴抽运固体激光器多模速率方程组在阈值附近的小信号求解方法, 用这种方法研究了模式随离轴量的变化以及厄米-高斯模的竞争行为. 抽运光斑较小时, 离轴量增加高阶模式依次出现; 抽运光斑较大时, 模式变化呈现复杂性. 用小信号近似得到的模式光子数比例与较高抽运功率下数值求解速率方程组的结果接近, 表明可以用该方法估算实际较高功率激光器的模式分布, 这可以方便这类激光器的研究. 对离轴抽运下的多厄米-高斯模激光器, 阈值附近的模竞争体现为, 随着抽运功率的增加, 第一个净增益由负变正的模式, 光子数随即开始增加, 增加趋势接近线性. 而第二个净增益由负变正的模式, 光子数并不立即开始增加, 而要等到抽运功率进一步增加后才开始增加, 其开始增加后第一个模式的增长趋势变缓. 从动态过程看, 各个模式经过交叉尖峰和交叉弛豫振荡竞争后, 逐渐达到稳态. 实验获得了HG00-HG50模光束, 实验所得到的模式分布与理论计算结果符合很好.
2020, 69(11): 114203.
doi: 10.7498/aps.69.20200103
摘要:
少模光纤的受激布里渊散射对于分布式温度/应变传感具有重要应用价值. 本文提出一种纤芯折射率呈M型分布的少模光纤, 详细研究了光学模式LP01和LP11模式内及模式间的布里渊增益谱. 研究结果表明: LP01-LP11模式对的布里渊增益谱中, 其相邻两个布里渊散射峰的频率间隔较宽、增益峰值较大且峰值相差较小. 通过优化光纤结构参数, 提高了基于LP01-LP11模式对布里渊增益谱的温度和应变传感性能, 最小误差分别为0.23 ℃和5.67 με. 该研究对探究少模光纤中模式内及模式间的受激布里渊散射特性具有一定的指导意义, 对提升同时温度和应变传感测量的性能具有一定参考价值.
少模光纤的受激布里渊散射对于分布式温度/应变传感具有重要应用价值. 本文提出一种纤芯折射率呈M型分布的少模光纤, 详细研究了光学模式LP01和LP11模式内及模式间的布里渊增益谱. 研究结果表明: LP01-LP11模式对的布里渊增益谱中, 其相邻两个布里渊散射峰的频率间隔较宽、增益峰值较大且峰值相差较小. 通过优化光纤结构参数, 提高了基于LP01-LP11模式对布里渊增益谱的温度和应变传感性能, 最小误差分别为0.23 ℃和5.67 με. 该研究对探究少模光纤中模式内及模式间的受激布里渊散射特性具有一定的指导意义, 对提升同时温度和应变传感测量的性能具有一定参考价值.
2020, 69(11): 114301.
doi: 10.7498/aps.69.20201652
摘要:
深海海底反射区的声场干涉导致能量起伏, 存在不连续的若干声纳可探测区. 主动声纳探测海底反射区目标时, 必须建立起声纳可探测区与波束俯仰角间的量化关系, 通过合理选择最优发射波束俯仰角, 才能使其对准声纳可探测区. 本文通过理论分析和数值仿真, 指出海底反射区离散的声纳可探测区的形成与不同掠射角声线能量周期性起伏直接相关, 当主动声纳波束俯仰角与某个声线能量峰值对应的出射角一致时, 可保证在一个对应的声纳可探测区内获得高的发射阵增益. 在此基础上, 通过声线干涉理论建立了声线能量峰值和出射角的量化关系, 并提出一种脉冲串信号形式, 包含多个可对准各声线能量峰值的子脉冲, 每个子脉冲可保证照射到一个声纳可探测区, 整个脉冲串发射时可在海底反射区的全部声纳可探测区内均取得高的发射阵增益. 经仿真验证, 该方法探测效果好, 稳健性高, 具有良好的应用前景.
深海海底反射区的声场干涉导致能量起伏, 存在不连续的若干声纳可探测区. 主动声纳探测海底反射区目标时, 必须建立起声纳可探测区与波束俯仰角间的量化关系, 通过合理选择最优发射波束俯仰角, 才能使其对准声纳可探测区. 本文通过理论分析和数值仿真, 指出海底反射区离散的声纳可探测区的形成与不同掠射角声线能量周期性起伏直接相关, 当主动声纳波束俯仰角与某个声线能量峰值对应的出射角一致时, 可保证在一个对应的声纳可探测区内获得高的发射阵增益. 在此基础上, 通过声线干涉理论建立了声线能量峰值和出射角的量化关系, 并提出一种脉冲串信号形式, 包含多个可对准各声线能量峰值的子脉冲, 每个子脉冲可保证照射到一个声纳可探测区, 整个脉冲串发射时可在海底反射区的全部声纳可探测区内均取得高的发射阵增益. 经仿真验证, 该方法探测效果好, 稳健性高, 具有良好的应用前景.
2020, 69(11): 115201.
doi: 10.7498/aps.69.20200062
摘要:
采用有限温度等离子体介电张量模型, 在考虑粒子热效应情形下, 通过求解传导边界条件下等离子体柱中本征模的色散关系, 分析了螺旋波等离子体中典型参量条件下螺旋波与Trivelpiece-Gould (TG) 波的耦合特性及线性能量沉积特性. 在ω/(2π) = 13.56 MHz和TeV,i = 0.1TeV,e参量条件下计算结果表明: 对于螺旋波, 存在截止静磁场B0,H,cutoff与截止等离子体密度n0,H,cutoff, 在B0 > B0,H,cutoff或n0 < n0,H,cutoff条件下, 螺旋波变为消逝波; 在ω/ωce ∈ (0.01, 0.10)范围内, 对于m = 0 角向模, TG波Landau阻尼致使的能量沉积占主导地位, 而对于m = 1角向模, 螺旋波Landau阻尼或TG波Landau阻尼致使的能量沉积哪个占据主导地位则取决于B0的大小; 在ωpe/ωce ∈ (3, 100)范围内, TG波Landau阻尼致使的能量沉积占主导地位; 在整体能量沉积过程中, 对于m = 0模和m = 1模, Landau阻尼致使的能量沉积均占据主导地位.
采用有限温度等离子体介电张量模型, 在考虑粒子热效应情形下, 通过求解传导边界条件下等离子体柱中本征模的色散关系, 分析了螺旋波等离子体中典型参量条件下螺旋波与Trivelpiece-Gould (TG) 波的耦合特性及线性能量沉积特性. 在ω/(2π) = 13.56 MHz和TeV,i = 0.1TeV,e参量条件下计算结果表明: 对于螺旋波, 存在截止静磁场B0,H,cutoff与截止等离子体密度n0,H,cutoff, 在B0 > B0,H,cutoff或n0 < n0,H,cutoff条件下, 螺旋波变为消逝波; 在ω/ωce ∈ (0.01, 0.10)范围内, 对于m = 0 角向模, TG波Landau阻尼致使的能量沉积占主导地位, 而对于m = 1角向模, 螺旋波Landau阻尼或TG波Landau阻尼致使的能量沉积哪个占据主导地位则取决于B0的大小; 在ωpe/ωce ∈ (3, 100)范围内, TG波Landau阻尼致使的能量沉积占主导地位; 在整体能量沉积过程中, 对于m = 0模和m = 1模, Landau阻尼致使的能量沉积均占据主导地位.
2020, 69(11): 115202.
doi: 10.7498/aps.69.20200212
摘要:
高能量密度纳秒量级强脉冲离子束辐照材料表面的烧蚀产物和束流的相互作用, 可能对束流在靶中的能量沉积产生影响, 进而影响烧蚀情况下的束流分析和相关应用的优化. 本文采用红外成像方法对横截面能量密度1.5—1.8 J/cm2的强脉冲离子束在304不锈钢和高分子材料上的能量沉积进行了测量分析. 结果表明在高分子材料上, 在超过一定能量密度后, 束流引发材料表面烧蚀产物的屏蔽效应使得大部分束流能量不能沉积在靶上. 采用有限元方法对束流引发的温度场分布进行了计算, 验证了高分子材料的低热导率以及低分解温度使其在脉冲辐照早期即开始热解, 烧蚀产物对后续束流能量的进一步沉积产生屏蔽. 此类效应在金属上存在的可能性和对束流诊断等应用的影响, 亦进行了讨论.
高能量密度纳秒量级强脉冲离子束辐照材料表面的烧蚀产物和束流的相互作用, 可能对束流在靶中的能量沉积产生影响, 进而影响烧蚀情况下的束流分析和相关应用的优化. 本文采用红外成像方法对横截面能量密度1.5—1.8 J/cm2的强脉冲离子束在304不锈钢和高分子材料上的能量沉积进行了测量分析. 结果表明在高分子材料上, 在超过一定能量密度后, 束流引发材料表面烧蚀产物的屏蔽效应使得大部分束流能量不能沉积在靶上. 采用有限元方法对束流引发的温度场分布进行了计算, 验证了高分子材料的低热导率以及低分解温度使其在脉冲辐照早期即开始热解, 烧蚀产物对后续束流能量的进一步沉积产生屏蔽. 此类效应在金属上存在的可能性和对束流诊断等应用的影响, 亦进行了讨论.
2020, 69(11): 115203.
doi: 10.7498/aps.69.20200358
摘要:
提出并实验验证了一种通过减小屏栅边缘小孔孔径消除双模式离子推力器中束流离子对三栅极系统减速栅边缘小孔溅射刻蚀的方法. 基于30 cm双模式离子推力器, 在小推力高比冲和大推力高功率两种工作模式下实验对比研究了屏栅边缘小孔孔径对推力器放电损耗、束流平直度和减速栅边缘小孔刻蚀速率和刻蚀范围的影响. 当束流半径95%外的屏栅小孔孔径缩小26%后, 30 cm双模式离子推力器在小推力高比冲模式和大推力高功率模式下放电损耗分别减小10%和21%; 束流平直度分别下降3%和10%; 减速栅边缘小孔存在离子溅射刻蚀的小孔排数由边缘5排减小到最边缘1排, 刻蚀速率明显减小, 并且当工作900 h后最边缘小孔刻蚀现象也消失. 实验结果表明: 减小屏栅边缘小孔孔径是一种解决双模式离子推力器小推力高比冲模式下束流离子对三栅极系统减速栅边缘小孔溅射刻蚀的有效方法, 而且不会降低推力器效率, 但是会造成束流均匀性变差.
提出并实验验证了一种通过减小屏栅边缘小孔孔径消除双模式离子推力器中束流离子对三栅极系统减速栅边缘小孔溅射刻蚀的方法. 基于30 cm双模式离子推力器, 在小推力高比冲和大推力高功率两种工作模式下实验对比研究了屏栅边缘小孔孔径对推力器放电损耗、束流平直度和减速栅边缘小孔刻蚀速率和刻蚀范围的影响. 当束流半径95%外的屏栅小孔孔径缩小26%后, 30 cm双模式离子推力器在小推力高比冲模式和大推力高功率模式下放电损耗分别减小10%和21%; 束流平直度分别下降3%和10%; 减速栅边缘小孔存在离子溅射刻蚀的小孔排数由边缘5排减小到最边缘1排, 刻蚀速率明显减小, 并且当工作900 h后最边缘小孔刻蚀现象也消失. 实验结果表明: 减小屏栅边缘小孔孔径是一种解决双模式离子推力器小推力高比冲模式下束流离子对三栅极系统减速栅边缘小孔溅射刻蚀的有效方法, 而且不会降低推力器效率, 但是会造成束流均匀性变差.
2020, 69(11): 115204.
doi: 10.7498/aps.69.20191853
摘要:
大气压条件下, 引入脉冲调制是一种有效地提高射频放电稳定性的方法. 已有的研究表明, 当电源频率提高到甚高频乃至特高频频段的时候, 在脉冲调制条件下射频放电会表现出新的放电现象与放电规律. 本文借助于流体模型, 研究了当电源频率提高至500 MHz, 脉冲调制条件下介质阻挡放电的放电特性. 数值计算表明, 在电压开启的第一个周期内的正负半周期会各出现一次大电流放电的现象, 瞬时阳极鞘层的电场结构及介质表面电荷对该现象的产生具有重要影响; 并深入研究了占空比、调制频率与电压调制比对该大电流脉冲的影响, 以及大电流脉冲在放电从脉冲调制状态过渡到连续状态逐渐消失的过程. 本研究将对深入理解脉冲调制参数对介质阻挡放电的影响起到积极作用.
大气压条件下, 引入脉冲调制是一种有效地提高射频放电稳定性的方法. 已有的研究表明, 当电源频率提高到甚高频乃至特高频频段的时候, 在脉冲调制条件下射频放电会表现出新的放电现象与放电规律. 本文借助于流体模型, 研究了当电源频率提高至500 MHz, 脉冲调制条件下介质阻挡放电的放电特性. 数值计算表明, 在电压开启的第一个周期内的正负半周期会各出现一次大电流放电的现象, 瞬时阳极鞘层的电场结构及介质表面电荷对该现象的产生具有重要影响; 并深入研究了占空比、调制频率与电压调制比对该大电流脉冲的影响, 以及大电流脉冲在放电从脉冲调制状态过渡到连续状态逐渐消失的过程. 本研究将对深入理解脉冲调制参数对介质阻挡放电的影响起到积极作用.
2020, 69(11): 116101.
doi: 10.7498/aps.69.20191781
摘要:
非晶合金因具有独特的无序结构、优异或独特的各种性能以及良好的应用前景, 而受到专家学者的广泛关注. 其中, 制备过程中的冷却速率对非晶的结构与性能起着非常重要的调控作用. 本文采用分子动力学的模拟方法, 分别以4种冷却速率获得相同尺寸的Zr48Cu45Al7三元非晶合金的制备态原子结构模型, 并模拟了各制备态模型的压缩变形过程. 在此基础上系统地研究冷却速率对非晶微观结构及其变形行为的影响. 研究表明: 在施加大冷却速率时, 非晶合金保留更多高温液态的结构特征, 如五次对称性低的团簇数量较多, 原子堆积较为松散, 自由体积含量更多, 并存在更多的“类液区”. 上述大冷却速率所对应的结构特征导致了非晶发生变形时, 屈服强度降低, 表现出软化行为, 同时降低了剪切带形成与发生局域化变形的概率, 从而提高了非晶的塑性.
非晶合金因具有独特的无序结构、优异或独特的各种性能以及良好的应用前景, 而受到专家学者的广泛关注. 其中, 制备过程中的冷却速率对非晶的结构与性能起着非常重要的调控作用. 本文采用分子动力学的模拟方法, 分别以4种冷却速率获得相同尺寸的Zr48Cu45Al7三元非晶合金的制备态原子结构模型, 并模拟了各制备态模型的压缩变形过程. 在此基础上系统地研究冷却速率对非晶微观结构及其变形行为的影响. 研究表明: 在施加大冷却速率时, 非晶合金保留更多高温液态的结构特征, 如五次对称性低的团簇数量较多, 原子堆积较为松散, 自由体积含量更多, 并存在更多的“类液区”. 上述大冷却速率所对应的结构特征导致了非晶发生变形时, 屈服强度降低, 表现出软化行为, 同时降低了剪切带形成与发生局域化变形的概率, 从而提高了非晶的塑性.
2020, 69(11): 116102.
doi: 10.7498/aps.69.20200317
摘要:
在辐照环境下, 载能粒子与材料相互作用导致材料中原子移位, 造成辐照损伤. 其中, 由辐照形成的过饱和自间隙原子团簇形成的间隙型位错环, 是体心立方Fe为基的材料中常见的辐照缺陷之一, 其与材料中其他缺陷之间相互作用, 是导致辐照硬化、脆化、肿胀及蠕变等辐照损伤的原因之一. 除此相互作用外, 在材料表面或内部沿晶界、沉积相、惰性气体形成的气泡所导致的微裂纹, 是诱发辐照促进应力腐蚀开裂的重要原因. 因此, 理解辐照条件下间隙型位错环与微裂纹之间的相互作用, 是理解辐照促进应力腐蚀开裂微观机制的重要一步. 在本研究中, 利用分子动力学方法, 模拟了原子尺度微裂纹与间隙型位错环之间的相互作用, 研究了位错环与微裂纹之间的距离、相对位置及位错环尺寸对二者相互作用的影响, 揭示了位错环对微裂纹是否沿滑移面扩展的影响, 发现当二者的相互作用起主导作用时(如在临界水平或垂直距离之内), 形成的以\begin{document}$ \langle 100 \rangle $\end{document} ![]()
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\begin{document}$ { \left\langle {111} \right\rangle} $\end{document} ![]()
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在辐照环境下, 载能粒子与材料相互作用导致材料中原子移位, 造成辐照损伤. 其中, 由辐照形成的过饱和自间隙原子团簇形成的间隙型位错环, 是体心立方Fe为基的材料中常见的辐照缺陷之一, 其与材料中其他缺陷之间相互作用, 是导致辐照硬化、脆化、肿胀及蠕变等辐照损伤的原因之一. 除此相互作用外, 在材料表面或内部沿晶界、沉积相、惰性气体形成的气泡所导致的微裂纹, 是诱发辐照促进应力腐蚀开裂的重要原因. 因此, 理解辐照条件下间隙型位错环与微裂纹之间的相互作用, 是理解辐照促进应力腐蚀开裂微观机制的重要一步. 在本研究中, 利用分子动力学方法, 模拟了原子尺度微裂纹与间隙型位错环之间的相互作用, 研究了位错环与微裂纹之间的距离、相对位置及位错环尺寸对二者相互作用的影响, 揭示了位错环对微裂纹是否沿滑移面扩展的影响, 发现当二者的相互作用起主导作用时(如在临界水平或垂直距离之内), 形成的以
2020, 69(11): 116201.
doi: 10.7498/aps.69.20200234
摘要:
过渡金属轻元素化合物是高硬度材料的潜在候选. 以往研究多集中在二元过渡金属硼化物、碳化物和氮化物, 三元相的研究则相对较少. 本文通过提炼和堆垛已知相Nb3B3C (Ta3B3C)和Nb4B3C2 (Ta4B3C2)的结构基元, 构建不同组分的Nb-B-C和Ta-B-C三元相结构模型, 采用第一性原理计算方法, 计算所建结构的形成焓、声子谱和弹性常数, 通过判断其热力学、动力学和力学稳定性, 绘出了三元Nb-B-C和Ta-B-C相图, 成功预测了5种Nb-B-C和6种Ta-B-C三元稳定相. 力学和电学性能计算结果显示Nb-B-C和Ta-B-C三元稳定相均为高硬度导电材料, 硬度大约为25 GPa.
过渡金属轻元素化合物是高硬度材料的潜在候选. 以往研究多集中在二元过渡金属硼化物、碳化物和氮化物, 三元相的研究则相对较少. 本文通过提炼和堆垛已知相Nb3B3C (Ta3B3C)和Nb4B3C2 (Ta4B3C2)的结构基元, 构建不同组分的Nb-B-C和Ta-B-C三元相结构模型, 采用第一性原理计算方法, 计算所建结构的形成焓、声子谱和弹性常数, 通过判断其热力学、动力学和力学稳定性, 绘出了三元Nb-B-C和Ta-B-C相图, 成功预测了5种Nb-B-C和6种Ta-B-C三元稳定相. 力学和电学性能计算结果显示Nb-B-C和Ta-B-C三元稳定相均为高硬度导电材料, 硬度大约为25 GPa.
2020, 69(11): 116202.
doi: 10.7498/aps.69.20200323
摘要:
金属Ce在室温条件下当压力达到约0.7 GPa时会发生一阶相变, 体积突变减小14%—17%, 相变前后两相分别为γ-Ce和α-Ce, 均为面心立方结构. 实验中发现冲击波在Ce中传播, 其波形存在明显的多波结构, 依次为 γ-Ce弹性前驱波、γ-Ce塑性波、γ-Ce → α-Ce相变波. 基于新发展的金属Ce的嵌入原子势, 对单晶Ce的冲击相变行为进行了分子动力学模拟. 模拟结果表明, 在一定强度下, 单晶Ce中的冲击波阵面分裂为多波结构, 波形结构与加载晶向明显相关: 在[001]和[011]晶向加载下表现为双波结构, 依次为前驱波和相变波; 在[111]晶向加载下波阵面分裂为弹性前驱波、γ-Ce塑性波、γ → α相变波, 与已有的实验观察相一致. 冲击波速的Hugoniot关系在低强度加载下与实验符合得较好. 同时在此冲击相变过程中, 应力偏量对相变起促进作用, 相较于静水压加载, 冲击加载的相变压力条件更低一些.
金属Ce在室温条件下当压力达到约0.7 GPa时会发生一阶相变, 体积突变减小14%—17%, 相变前后两相分别为γ-Ce和α-Ce, 均为面心立方结构. 实验中发现冲击波在Ce中传播, 其波形存在明显的多波结构, 依次为 γ-Ce弹性前驱波、γ-Ce塑性波、γ-Ce → α-Ce相变波. 基于新发展的金属Ce的嵌入原子势, 对单晶Ce的冲击相变行为进行了分子动力学模拟. 模拟结果表明, 在一定强度下, 单晶Ce中的冲击波阵面分裂为多波结构, 波形结构与加载晶向明显相关: 在[001]和[011]晶向加载下表现为双波结构, 依次为前驱波和相变波; 在[111]晶向加载下波阵面分裂为弹性前驱波、γ-Ce塑性波、γ → α相变波, 与已有的实验观察相一致. 冲击波速的Hugoniot关系在低强度加载下与实验符合得较好. 同时在此冲击相变过程中, 应力偏量对相变起促进作用, 相较于静水压加载, 冲击加载的相变压力条件更低一些.
2020, 69(11): 116401.
doi: 10.7498/aps.69.20200233
摘要:
研究了三元过冷熔体中柱状晶体在非等温条件下受straining流作用的生长问题, 给出了柱状晶体生长形态的近似解析表达式. 发现流入的straining流加快了界面的生长速度, 而流出的straining流减缓了界面的生长速度, 即straining流使得柱状晶体的界面发生变形. 同时发现, 随着流动速度的增大, 界面变形也更为显著. 通过比较straining流对纯熔体、二元熔体、三元熔体中柱状晶体界面的影响, 发现相比于纯熔体, 柱状晶体在稀合金熔体中的界面形态受straining流的影响更大.
研究了三元过冷熔体中柱状晶体在非等温条件下受straining流作用的生长问题, 给出了柱状晶体生长形态的近似解析表达式. 发现流入的straining流加快了界面的生长速度, 而流出的straining流减缓了界面的生长速度, 即straining流使得柱状晶体的界面发生变形. 同时发现, 随着流动速度的增大, 界面变形也更为显著. 通过比较straining流对纯熔体、二元熔体、三元熔体中柱状晶体界面的影响, 发现相比于纯熔体, 柱状晶体在稀合金熔体中的界面形态受straining流的影响更大.
2020, 69(11): 117101.
doi: 10.7498/aps.69.20200080
摘要:
采用平面波超软赝势方法研究了非金属元素掺杂对二硒化钨/石墨烯肖特基电子特性的影响. 研究表明二硒化钨与石墨烯层间以范德瓦耳斯力结合形成稳定的结构. 能带结果表明二硒化钨与石墨烯在稳定层间距下形成n型肖特基势垒. 三维电子密度差分图表明石墨烯中的电子向二硒化钨移动, 使二硒化钨表面带负电, 石墨烯表面带正电, 界面形成内建电场. 分析表明, 将非金属原子掺杂二硒化钨可以有效地调控二硒化钨/石墨烯肖特基势垒的类型和高度. C, O原子掺杂二硒化钨时, 肖特基类型由p型转化为n型, 并有效降低了肖特基势垒的高度; N, B原子掺杂二硒化钨时, 掺杂二硒化钨体系表现出金属性, 与石墨烯接触表现为欧姆接触. 本文结果可为二维场效应晶体管的设计与制作提供相关指导.
采用平面波超软赝势方法研究了非金属元素掺杂对二硒化钨/石墨烯肖特基电子特性的影响. 研究表明二硒化钨与石墨烯层间以范德瓦耳斯力结合形成稳定的结构. 能带结果表明二硒化钨与石墨烯在稳定层间距下形成n型肖特基势垒. 三维电子密度差分图表明石墨烯中的电子向二硒化钨移动, 使二硒化钨表面带负电, 石墨烯表面带正电, 界面形成内建电场. 分析表明, 将非金属原子掺杂二硒化钨可以有效地调控二硒化钨/石墨烯肖特基势垒的类型和高度. C, O原子掺杂二硒化钨时, 肖特基类型由p型转化为n型, 并有效降低了肖特基势垒的高度; N, B原子掺杂二硒化钨时, 掺杂二硒化钨体系表现出金属性, 与石墨烯接触表现为欧姆接触. 本文结果可为二维场效应晶体管的设计与制作提供相关指导.
2020, 69(11): 117301.
doi: 10.7498/aps.69.20200160
摘要:
忆阻和磁阻效应在当前电子信息存储领域都有着广泛的应用. 近年来, 硫族化合物SnSe2作为一种同时具有忆阻与磁阻效应的存储材料, 受到广大科研工作者的关注, 该材料的电输运机理的深入探索具有十分重要意义. 本文采用熔融法结合放电等离子烧结技术成功制备了高纯度的SnSe2块体材料, 测量了不同温度、不同磁场条件下的电流-电压特性曲线, 系统地研究了其忆阻与磁阻效应. 研究表明: 不同温度下的忆阻特征可被归结为缺陷控制下的空间电荷限制电流效应; 温度降低导致忆阻现象减弱, 这与低温下杂质电离较弱导致可接受注入载流子的缺陷变少从而空间电荷限制电流效应变弱有关. 同时发现, 样品在低温下呈现较大的负磁阻效应, 这是因为在低温下杂质散射占主导作用, 电子在传导时会受到杂质的多重散射导致载流子局域化, 负磁阻效应与磁场对载流子局域化的抑制作用有关; 随着温度升高, 散射机制逐渐由杂质散射转变为晶格散射为主, 负磁阻效应逐渐转变为正磁阻效应.
忆阻和磁阻效应在当前电子信息存储领域都有着广泛的应用. 近年来, 硫族化合物SnSe2作为一种同时具有忆阻与磁阻效应的存储材料, 受到广大科研工作者的关注, 该材料的电输运机理的深入探索具有十分重要意义. 本文采用熔融法结合放电等离子烧结技术成功制备了高纯度的SnSe2块体材料, 测量了不同温度、不同磁场条件下的电流-电压特性曲线, 系统地研究了其忆阻与磁阻效应. 研究表明: 不同温度下的忆阻特征可被归结为缺陷控制下的空间电荷限制电流效应; 温度降低导致忆阻现象减弱, 这与低温下杂质电离较弱导致可接受注入载流子的缺陷变少从而空间电荷限制电流效应变弱有关. 同时发现, 样品在低温下呈现较大的负磁阻效应, 这是因为在低温下杂质散射占主导作用, 电子在传导时会受到杂质的多重散射导致载流子局域化, 负磁阻效应与磁场对载流子局域化的抑制作用有关; 随着温度升高, 散射机制逐渐由杂质散射转变为晶格散射为主, 负磁阻效应逐渐转变为正磁阻效应.
2020, 69(11): 117701.
doi: 10.7498/aps.69.20200232
摘要:
通过在碳化硅中添加高纯度近零膨胀材料β-锂辉石, 采用无压液相烧结合成了锂辉石/碳化硅复相陶瓷. 研究表明: 适当添加β-锂辉石能促进碳化硅烧结, 复相陶瓷体密度和杨氏模量随β-锂辉石含量的添加呈先升高后降低趋势, 并在–150—480 ℃温度区间获得较低的热膨胀系数. 研究结果对于开发热膨胀系数小、烧结温度较低的碳化硅复相陶瓷具有重要的参考意义.
通过在碳化硅中添加高纯度近零膨胀材料β-锂辉石, 采用无压液相烧结合成了锂辉石/碳化硅复相陶瓷. 研究表明: 适当添加β-锂辉石能促进碳化硅烧结, 复相陶瓷体密度和杨氏模量随β-锂辉石含量的添加呈先升高后降低趋势, 并在–150—480 ℃温度区间获得较低的热膨胀系数. 研究结果对于开发热膨胀系数小、烧结温度较低的碳化硅复相陶瓷具有重要的参考意义.
2020, 69(11): 118101.
doi: 10.7498/aps.69.20200174
摘要:
二维原子晶体材料具有与石墨烯相似的晶格结构和物理性质, 为纳米尺度器件的科学研究提供了广阔的平台. 研究这些二维原子晶体材料, 一方面有望弥补石墨烯零能隙的不足; 另一方面继续发掘它们的特殊性质, 有望拓宽二维原子晶体材料的应用领域. 本文综述了近几年在超高真空条件下利用分子束外延生长技术制备的各种类石墨烯单层二维原子晶体材料, 其中包括单元素二维原子晶体材料(硅烯、锗烯、锡烯、硼烯、铪烯、磷烯、锑烯、铋烯)和双元素二维原子晶体材料(六方氮化硼、过渡金属二硫化物、硒化铜、碲化银等). 通过扫描隧道显微镜、低能电子衍射等实验手段并结合第一性原理计算, 对二维原子晶体材料的原子结构、能带结构、电学特性等方面进行了介绍. 这些二维原子晶体材料所展现出的优异的物理特性, 使其在未来电学器件方面具有广阔的应用前景. 最后总结了单层二维原子晶体材料领域可能面临的问题, 同时对二维原子晶体材料的研究方向进行了展望.
二维原子晶体材料具有与石墨烯相似的晶格结构和物理性质, 为纳米尺度器件的科学研究提供了广阔的平台. 研究这些二维原子晶体材料, 一方面有望弥补石墨烯零能隙的不足; 另一方面继续发掘它们的特殊性质, 有望拓宽二维原子晶体材料的应用领域. 本文综述了近几年在超高真空条件下利用分子束外延生长技术制备的各种类石墨烯单层二维原子晶体材料, 其中包括单元素二维原子晶体材料(硅烯、锗烯、锡烯、硼烯、铪烯、磷烯、锑烯、铋烯)和双元素二维原子晶体材料(六方氮化硼、过渡金属二硫化物、硒化铜、碲化银等). 通过扫描隧道显微镜、低能电子衍射等实验手段并结合第一性原理计算, 对二维原子晶体材料的原子结构、能带结构、电学特性等方面进行了介绍. 这些二维原子晶体材料所展现出的优异的物理特性, 使其在未来电学器件方面具有广阔的应用前景. 最后总结了单层二维原子晶体材料领域可能面临的问题, 同时对二维原子晶体材料的研究方向进行了展望.
2020, 69(11): 118501.
doi: 10.7498/aps.69.20191767
摘要:
相比传统的II-VI或III-V族半导体纳米晶(NCs), 铅卤钙钛矿NCs具有窄发射线宽、高光致发光量子产率、可调光谱和易制备等优异特性, 因此被当作是一种更理想的发光材料. 然而, 当钙钛矿NCs在遇到光、热和极性溶剂等条件时, 将会发生快速且不可逆的降解, 从而表现出差的稳定性. 因此, 提高钙钛矿NCs的稳定性是目前该研究方向亟待解决的关键问题. 本文详细总结了近年来关于提高钙钛矿NCs稳定性的常见方法, 并展望了未来的研究方向.
相比传统的II-VI或III-V族半导体纳米晶(NCs), 铅卤钙钛矿NCs具有窄发射线宽、高光致发光量子产率、可调光谱和易制备等优异特性, 因此被当作是一种更理想的发光材料. 然而, 当钙钛矿NCs在遇到光、热和极性溶剂等条件时, 将会发生快速且不可逆的降解, 从而表现出差的稳定性. 因此, 提高钙钛矿NCs的稳定性是目前该研究方向亟待解决的关键问题. 本文详细总结了近年来关于提高钙钛矿NCs稳定性的常见方法, 并展望了未来的研究方向.
2020, 69(11): 118801.
doi: 10.7498/aps.69.20200089
摘要:
正式MAPbI3 (MA = CH3NH3+)太阳能电池存在明显的电滞效应现象, 这严重影响其光伏性能, 而反式结构的电池能有效压低电滞效应. 使用AMPS-1D程序对反式MAPbI3太阳能电池进行系统理论模拟和优化, 分别用Cu2O, CuSCN, NiOx作为空穴传输材料, 用PC61BM, TiO2, ZnO作为电子传输材料. 数值模拟反式电池光伏性能随MAPbI3材料厚度变化的情况, 结果显示ITO/NiOx/MAPbI3/ZnO(或TiO2)/Al太阳能电池的光伏性能最好. ITO的功函数从4.6 eV增加到5.0 eV能显著地提高Cu2O—基和CuSCN—基反式MAPbI3太阳能电池的光伏性能, 但对NiOx—基电池光伏性能的提升却很小. 实验上ITO功函数更合理范围为4.6—4.8 eV, 当ITO功函数达到4.8 eV时NiOx —基反式MAPbI3太阳能电池达到最高效率29.588%. 空穴传输材料中空穴迁移率增加能极大地提高反式MAPbI3太阳能电池的光伏性能, 而增加电子传输材料TiO2中电子迁移率几乎不能提高电池的性能. 这些模拟结果将有助于实验上设计更高性能的反式MAPbI3太阳能电池.
正式MAPbI3 (MA = CH3NH3+)太阳能电池存在明显的电滞效应现象, 这严重影响其光伏性能, 而反式结构的电池能有效压低电滞效应. 使用AMPS-1D程序对反式MAPbI3太阳能电池进行系统理论模拟和优化, 分别用Cu2O, CuSCN, NiOx作为空穴传输材料, 用PC61BM, TiO2, ZnO作为电子传输材料. 数值模拟反式电池光伏性能随MAPbI3材料厚度变化的情况, 结果显示ITO/NiOx/MAPbI3/ZnO(或TiO2)/Al太阳能电池的光伏性能最好. ITO的功函数从4.6 eV增加到5.0 eV能显著地提高Cu2O—基和CuSCN—基反式MAPbI3太阳能电池的光伏性能, 但对NiOx—基电池光伏性能的提升却很小. 实验上ITO功函数更合理范围为4.6—4.8 eV, 当ITO功函数达到4.8 eV时NiOx —基反式MAPbI3太阳能电池达到最高效率29.588%. 空穴传输材料中空穴迁移率增加能极大地提高反式MAPbI3太阳能电池的光伏性能, 而增加电子传输材料TiO2中电子迁移率几乎不能提高电池的性能. 这些模拟结果将有助于实验上设计更高性能的反式MAPbI3太阳能电池.
2020, 69(11): 119501.
doi: 10.7498/aps.69.20200024
摘要:
利用隐式蒙特卡罗方法模拟热辐射输运问题时, 辐射源粒子的抽样对结果的正确性很重要. 在球几何热辐射输运隐式蒙特卡罗模拟中, 通常的做法是假设单个网格(球壳)的温度不随空间变化, 即源粒子在球壳内均匀分布. 对于网格内部温度分布梯度不大的情况, 这种处理不会造成太大误差, 然而当物质的吸收系数很大或球壳较厚时, 那么单个网格内温度的空间变化也可能较大, 这种处理将导致模拟的热辐射传播速度比实际的要快. 本文分析了导致这种偏差的原因, 并基于辐射能量密度分布, 推导了球几何下辐射源粒子发射位置的概率密度函数, 提出了两种辐射源粒子空间抽样方法, 设计了抽样流程, 计算了典型的热辐射输运问题. 数值计算表明, 这两种新的源粒子空间抽样方法均能修正辐射传播速度与参考值的偏差, 解决计算结果过分依赖于网格剖分的问题. 同时, 在网格数较少、模拟粒子数较少的情况下新方法仍能得到较准确的结果, 有效提高了计算效率.
利用隐式蒙特卡罗方法模拟热辐射输运问题时, 辐射源粒子的抽样对结果的正确性很重要. 在球几何热辐射输运隐式蒙特卡罗模拟中, 通常的做法是假设单个网格(球壳)的温度不随空间变化, 即源粒子在球壳内均匀分布. 对于网格内部温度分布梯度不大的情况, 这种处理不会造成太大误差, 然而当物质的吸收系数很大或球壳较厚时, 那么单个网格内温度的空间变化也可能较大, 这种处理将导致模拟的热辐射传播速度比实际的要快. 本文分析了导致这种偏差的原因, 并基于辐射能量密度分布, 推导了球几何下辐射源粒子发射位置的概率密度函数, 提出了两种辐射源粒子空间抽样方法, 设计了抽样流程, 计算了典型的热辐射输运问题. 数值计算表明, 这两种新的源粒子空间抽样方法均能修正辐射传播速度与参考值的偏差, 解决计算结果过分依赖于网格剖分的问题. 同时, 在网格数较少、模拟粒子数较少的情况下新方法仍能得到较准确的结果, 有效提高了计算效率.
2020, 69(11): 119601.
doi: 10.7498/aps.69.20200114
摘要:
即将开展的“嫦娥5号”探月任务, 将使我国在月球上首次实现无人钻井取样. 考虑到实际探测活动与探测区域的光照和温度有关, 有必要对研究区域的光照和温度特征进行分析, 为此, 本文利用SPICE系统对“嫦娥5号”候选登陆区Mons Rümker高原的实时光照进行计算. 发现求解的相对光强度分布与日本SELENE卫星提供的早晨光照影像一致, 验证了光照算法及计算程序的合理性. 以此为基础, 利用1维热传导模型, 对候选登陆区风化层不同深度的温度进行仿真分析. 结果表明风化层温度在近表面区域受光照的影响较大, 随着深度的增加, 光照影响逐渐减弱. 到达0.57 m深度时, 风化层温度不再变化. 为确保钻井任务的开展, 实际钻井作业应考虑风化层内外温度差异引起的应力不均. 考虑“嫦娥5号”的实际钻井深度远大于0.57 m, 应能测量到常温层的热流值, 后续探月任务可考虑搭载热流探测设备, 以促进月球科学研究的发展.
即将开展的“嫦娥5号”探月任务, 将使我国在月球上首次实现无人钻井取样. 考虑到实际探测活动与探测区域的光照和温度有关, 有必要对研究区域的光照和温度特征进行分析, 为此, 本文利用SPICE系统对“嫦娥5号”候选登陆区Mons Rümker高原的实时光照进行计算. 发现求解的相对光强度分布与日本SELENE卫星提供的早晨光照影像一致, 验证了光照算法及计算程序的合理性. 以此为基础, 利用1维热传导模型, 对候选登陆区风化层不同深度的温度进行仿真分析. 结果表明风化层温度在近表面区域受光照的影响较大, 随着深度的增加, 光照影响逐渐减弱. 到达0.57 m深度时, 风化层温度不再变化. 为确保钻井任务的开展, 实际钻井作业应考虑风化层内外温度差异引起的应力不均. 考虑“嫦娥5号”的实际钻井深度远大于0.57 m, 应能测量到常温层的热流值, 后续探月任务可考虑搭载热流探测设备, 以促进月球科学研究的发展.
