2023年 72卷 第19期
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2023, 72(19): 193201.
doi: 10.7498/aps.72.20230986
摘要:
高电荷态离子(highly charged ions, HCI)的光谱测量不仅可以检验量子电动力学效应和相对论效应等基本物理模型, 还能够为天体物理、聚变等离子体物理甚至HCI光钟等研究提供关键原子物理数据. HCI离子能级跃迁大多在极紫外甚至X射线波段, 受限于目前的光源技术较难直接产生该波段激光, 实验室对于HCI离子的激光光谱测量十分有限. 阿秒光源具有极紫外甚至软X波段的高光子能量和超短的脉冲持续时间, 为实验室开展HCI的光谱测量与超短能级寿命研究等提供了新的机遇. 本文分析了目前国际上利用同步辐射光、自由电子激光以及飞秒高次谐波等光源已开展的一些HCI离子光谱实验测量的基本方法、研究进展等, 总结了阿秒光源、离子靶等技术的研究现状, 讨论了将极紫外阿秒光源与不同HCI离子靶的技术结合开展HCI离子阿秒时间分辨激光光谱测量的可行性, 并提出了一个HCI离子阿秒光谱测量的初步设计方案, 为未来开展HCI光谱精密测量与离子能级寿命测量等研究提供参考.
高电荷态离子(highly charged ions, HCI)的光谱测量不仅可以检验量子电动力学效应和相对论效应等基本物理模型, 还能够为天体物理、聚变等离子体物理甚至HCI光钟等研究提供关键原子物理数据. HCI离子能级跃迁大多在极紫外甚至X射线波段, 受限于目前的光源技术较难直接产生该波段激光, 实验室对于HCI离子的激光光谱测量十分有限. 阿秒光源具有极紫外甚至软X波段的高光子能量和超短的脉冲持续时间, 为实验室开展HCI的光谱测量与超短能级寿命研究等提供了新的机遇. 本文分析了目前国际上利用同步辐射光、自由电子激光以及飞秒高次谐波等光源已开展的一些HCI离子光谱实验测量的基本方法、研究进展等, 总结了阿秒光源、离子靶等技术的研究现状, 讨论了将极紫外阿秒光源与不同HCI离子靶的技术结合开展HCI离子阿秒时间分辨激光光谱测量的可行性, 并提出了一个HCI离子阿秒光谱测量的初步设计方案, 为未来开展HCI光谱精密测量与离子能级寿命测量等研究提供参考.
2023, 72(19): 198701.
doi: 10.7498/aps.72.20230451
摘要:
超快超强激光及阿秒测量技术的诞生和发展, 使人们在阿秒时间和原子空间尺度内观测及控制电子的运动成为可能. 日益精密的实验测量技术对理论计算方法的精确性提出了更高的要求, 如何使用理论模型从实验结果中分辨提取超快时空动力学时间和空间信息面临极大的挑战. 相比于精确求解含时薛定谔方程, 费曼路径积分强场动力学计算方法模型简单计算效率更高, 电子波包被看作具有不同初始状态的粒子, 通过解析粒子的运动状态便能厘清各种强场非线性物理现象的产生原因. 本文从强场近似理论模型出发介绍了强场动力学计算中的鞍点近似, 进一步详细介绍了库仑修正强场近似、基于轨迹的库仑修正强场近似与库仑量子轨迹强场近似等方法. 本综述旨在为强场动力学理论计算的研究提供相关方法与文献参考, 为进一步开展新型算法提供思路.
超快超强激光及阿秒测量技术的诞生和发展, 使人们在阿秒时间和原子空间尺度内观测及控制电子的运动成为可能. 日益精密的实验测量技术对理论计算方法的精确性提出了更高的要求, 如何使用理论模型从实验结果中分辨提取超快时空动力学时间和空间信息面临极大的挑战. 相比于精确求解含时薛定谔方程, 费曼路径积分强场动力学计算方法模型简单计算效率更高, 电子波包被看作具有不同初始状态的粒子, 通过解析粒子的运动状态便能厘清各种强场非线性物理现象的产生原因. 本文从强场近似理论模型出发介绍了强场动力学计算中的鞍点近似, 进一步详细介绍了库仑修正强场近似、基于轨迹的库仑修正强场近似与库仑量子轨迹强场近似等方法. 本综述旨在为强场动力学理论计算的研究提供相关方法与文献参考, 为进一步开展新型算法提供思路.
2023, 72(19): 193301.
doi: 10.7498/aps.72.20230983
摘要:
光电效应中电子对光的响应时间很难定义与测量. 强场隧穿电离是一种强激光诱导的光电效应, 该过程中的响应时间将改变高次谐波辐射时间, 进而对利用谐波重构电子阿秒动力学产生根本影响. 本文提出了一个简洁的理论来处理强场原子隧穿电离中的响应时间问题. 响应时间对应于库仑-电子-外场三体强相互作用时间, 可在量子经典边界处确定. 通过响应时间直接得到的观测量可以定量重现近年系列阿秒钟实验曲线, 并为这些实验提供一致的解释. 本文详细介绍响应时间理论的研究进展及工作展望, 例如在隧穿二极管设计中的潜在应用.
光电效应中电子对光的响应时间很难定义与测量. 强场隧穿电离是一种强激光诱导的光电效应, 该过程中的响应时间将改变高次谐波辐射时间, 进而对利用谐波重构电子阿秒动力学产生根本影响. 本文提出了一个简洁的理论来处理强场原子隧穿电离中的响应时间问题. 响应时间对应于库仑-电子-外场三体强相互作用时间, 可在量子经典边界处确定. 通过响应时间直接得到的观测量可以定量重现近年系列阿秒钟实验曲线, 并为这些实验提供一致的解释. 本文详细介绍响应时间理论的研究进展及工作展望, 例如在隧穿二极管设计中的潜在应用.
2023, 72(19): 190501.
doi: 10.7498/aps.72.20230792
摘要:
自然界中许多活性物质处于高黏度的环境中, 研究者们大多采用过阻尼模型来进行描述. 近年来, 惯性对活性物质运动行为的影响受到了越来越多的关注. 本文通过郎之万动力学模拟, 研究低惯性活性粒子和高惯性活性粒子组成的混合体系中的相分离现象. 研究结果表明, 与单一组分的低惯性粒子体系或高惯性粒子体系相比, 中等密度的混合体系有利于相分离现象的发生, 而高密度的混合体系不利于相分离的发生. 此外, 中等密度下, 在大量低惯性粒子与少量高惯性粒子组成的混合体系中, 由于受到高惯性粒子的撞击, 低惯性粒子的速度增大, 这有利于低惯性粒子与低惯性粒子形成聚集, 从而发生相分离. 但是随着低惯性粒子的减少和高惯性粒子的增加, 高惯性粒子与高惯性粒子之间的弹性碰撞会抑制相分离现象的产生. 本研究有助于深入认识活性物质的集体运动行为, 为材料的设计与控制提供参考.
自然界中许多活性物质处于高黏度的环境中, 研究者们大多采用过阻尼模型来进行描述. 近年来, 惯性对活性物质运动行为的影响受到了越来越多的关注. 本文通过郎之万动力学模拟, 研究低惯性活性粒子和高惯性活性粒子组成的混合体系中的相分离现象. 研究结果表明, 与单一组分的低惯性粒子体系或高惯性粒子体系相比, 中等密度的混合体系有利于相分离现象的发生, 而高密度的混合体系不利于相分离的发生. 此外, 中等密度下, 在大量低惯性粒子与少量高惯性粒子组成的混合体系中, 由于受到高惯性粒子的撞击, 低惯性粒子的速度增大, 这有利于低惯性粒子与低惯性粒子形成聚集, 从而发生相分离. 但是随着低惯性粒子的减少和高惯性粒子的增加, 高惯性粒子与高惯性粒子之间的弹性碰撞会抑制相分离现象的产生. 本研究有助于深入认识活性物质的集体运动行为, 为材料的设计与控制提供参考.
2023, 72(19): 190502.
doi: 10.7498/aps.72.20230795
摘要:
为进一步探索共存吸引子中复杂的动力学行为, 构建了一个具有4种类型共存吸引子的四阶混沌系统, 该系统具有4个不稳定的平衡点. 采用相轨迹图、时域波形图、庞加莱映射、Lyapunov指数谱和分岔图等方法对新系统的动力学行为进行分析. 实验结果表明: 随着参数的变化, 系统表现出稳定点、倍周期分岔、共存分岔模式、混沌危机等丰富的动力学行为. 当改变系统参数和忆阻参数时, 发现系统具有不同类型的共存吸引子, 例如: 两个周期吸引子共存、两个单涡卷混沌吸引子共存、两个双涡卷混沌吸引子共存、两个点吸引子共存. 特别地, 该系统还存在共存吸引子的旋转现象. 最后设计了一个非线性反馈控制器, 可使新系统在短时间内实现混沌同步. 采用现场可编程门阵列 (field-programmable gate array, FPGA)硬件平台捕捉到的相图与数值仿真结果保持一致, 证明了该系统的可实现性.
为进一步探索共存吸引子中复杂的动力学行为, 构建了一个具有4种类型共存吸引子的四阶混沌系统, 该系统具有4个不稳定的平衡点. 采用相轨迹图、时域波形图、庞加莱映射、Lyapunov指数谱和分岔图等方法对新系统的动力学行为进行分析. 实验结果表明: 随着参数的变化, 系统表现出稳定点、倍周期分岔、共存分岔模式、混沌危机等丰富的动力学行为. 当改变系统参数和忆阻参数时, 发现系统具有不同类型的共存吸引子, 例如: 两个周期吸引子共存、两个单涡卷混沌吸引子共存、两个双涡卷混沌吸引子共存、两个点吸引子共存. 特别地, 该系统还存在共存吸引子的旋转现象. 最后设计了一个非线性反馈控制器, 可使新系统在短时间内实现混沌同步. 采用现场可编程门阵列 (field-programmable gate array, FPGA)硬件平台捕捉到的相图与数值仿真结果保持一致, 证明了该系统的可实现性.
2023, 72(19): 190701.
doi: 10.7498/aps.72.20230910
摘要:
液氦温区GM型脉冲管制冷机由于具有大冷量、低振动、高可靠性等优点, 在凝聚态物理、量子计算等前沿领域具有重要应用. 调相机构对脉冲管制冷机性能有重要影响, 先前针对GM型脉冲管制冷机调相机构的研究, 主要集中在制冷机获取液氦温度后单个调相元件对制冷性能的影响方面. 本文围绕4 K GM型脉冲管制冷机, 基于Sage软件设计并构建了气耦合两级结构的整机仿真模型, 分析了一、二级小孔和一、二级双向分别对两级制冷温度的影响, 研究了制冷机达到液氦温区温度的调节优化过程. 在此基础上, 搭建了实验系统, 实验样机经优化最低温度可达3.1 K, 并可在4.2 K提供0.8 W制冷量. 该研究不仅可以推进4 K制冷平台国产化进程, 对相关前沿基础科学研究和重要科学仪器设备的自主研制也有支撑作用.
液氦温区GM型脉冲管制冷机由于具有大冷量、低振动、高可靠性等优点, 在凝聚态物理、量子计算等前沿领域具有重要应用. 调相机构对脉冲管制冷机性能有重要影响, 先前针对GM型脉冲管制冷机调相机构的研究, 主要集中在制冷机获取液氦温度后单个调相元件对制冷性能的影响方面. 本文围绕4 K GM型脉冲管制冷机, 基于Sage软件设计并构建了气耦合两级结构的整机仿真模型, 分析了一、二级小孔和一、二级双向分别对两级制冷温度的影响, 研究了制冷机达到液氦温区温度的调节优化过程. 在此基础上, 搭建了实验系统, 实验样机经优化最低温度可达3.1 K, 并可在4.2 K提供0.8 W制冷量. 该研究不仅可以推进4 K制冷平台国产化进程, 对相关前沿基础科学研究和重要科学仪器设备的自主研制也有支撑作用.
2023, 72(19): 190702.
doi: 10.7498/aps.72.20231102
摘要:
随着近年来凝聚态物理、空间观测与量子技术的不断发展, 极低温制冷需求也日益增多. 绝热去磁制冷具有不依赖重力、结构紧凑、成本较低等特点, 可同时满足空间和地面应用. 本文设计并研制了一台50 mK多级绝热去磁制冷机. 该机为三级串联架构, 由一台GM型脉管制冷机提供4 K预冷; 采用钆镓石榴石和十二水合硫酸铬钾作为制冷工质; 研制的主动式/被动式气隙热开关, 用以控制级间传热; 针对磁屏蔽、恒温控制等构建了多个数值模型进行辅助设计. 目前该机获得的最低制冷温度为38 mK, 100 mK时制冷量约71 mJ, 温度波动10.6 μK. 本研究为后续开展50 mK连续绝热去磁制冷奠定了重要基础.
随着近年来凝聚态物理、空间观测与量子技术的不断发展, 极低温制冷需求也日益增多. 绝热去磁制冷具有不依赖重力、结构紧凑、成本较低等特点, 可同时满足空间和地面应用. 本文设计并研制了一台50 mK多级绝热去磁制冷机. 该机为三级串联架构, 由一台GM型脉管制冷机提供4 K预冷; 采用钆镓石榴石和十二水合硫酸铬钾作为制冷工质; 研制的主动式/被动式气隙热开关, 用以控制级间传热; 针对磁屏蔽、恒温控制等构建了多个数值模型进行辅助设计. 目前该机获得的最低制冷温度为38 mK, 100 mK时制冷量约71 mJ, 温度波动10.6 μK. 本研究为后续开展50 mK连续绝热去磁制冷奠定了重要基础.
2023, 72(19): 192501.
doi: 10.7498/aps.72.20230990
摘要:
\begin{document}$ \varUpsilon(1S) $\end{document} ![]()
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2023, 72(19): 193202.
doi: 10.7498/aps.72.20230683
摘要:
利用海森伯势经典系综模型, 研究了椭偏激光场中氩原子的次序双电离. 结果发现, 激光相位随机时, 随着激光波长的增加, 离子动量分布从800 nm时的六带结构逐渐转变成1600 nm时的八带结构. 激光相位固定时, 1600 nm激光场产生的离子动量分布呈现出十带结构. 这些多带结构直接反映了椭偏场中电子的亚光周期电离动力学. 随着激光相位的变化, 离子动量谱的外部三带出现显著的移动. 正是由于外部三带位置的相位依赖导致相位随机时离子动量谱的外部区域只能观测到一条带状分布. 两电子电离时序分析发现, 相位随机时, 离子动量谱中的内带源于时间差为0.5个光周期的电离脉冲组合, 而外带来源于时间差为1, 2和3个光周期的电离脉冲的组合. 对于800 nm中间的一个带, 源于时间差为1.5和2.5个光周期的电离脉冲组合; 对于1600 nm中间的两个带, 一个源于时间差为1.5个光周期的电离脉冲组合, 另一个源于时间差为2.5和3.5个光周期的电离脉冲组合. 这些结果表明长波长和相位稳定的激光更容易观测到原子次序双电离的亚光周期动力学.
利用海森伯势经典系综模型, 研究了椭偏激光场中氩原子的次序双电离. 结果发现, 激光相位随机时, 随着激光波长的增加, 离子动量分布从800 nm时的六带结构逐渐转变成1600 nm时的八带结构. 激光相位固定时, 1600 nm激光场产生的离子动量分布呈现出十带结构. 这些多带结构直接反映了椭偏场中电子的亚光周期电离动力学. 随着激光相位的变化, 离子动量谱的外部三带出现显著的移动. 正是由于外部三带位置的相位依赖导致相位随机时离子动量谱的外部区域只能观测到一条带状分布. 两电子电离时序分析发现, 相位随机时, 离子动量谱中的内带源于时间差为0.5个光周期的电离脉冲组合, 而外带来源于时间差为1, 2和3个光周期的电离脉冲的组合. 对于800 nm中间的一个带, 源于时间差为1.5和2.5个光周期的电离脉冲组合; 对于1600 nm中间的两个带, 一个源于时间差为1.5个光周期的电离脉冲组合, 另一个源于时间差为2.5和3.5个光周期的电离脉冲组合. 这些结果表明长波长和相位稳定的激光更容易观测到原子次序双电离的亚光周期动力学.
2023, 72(19): 193203.
doi: 10.7498/aps.72.20230978
摘要:
177Lu是一种用于成像引导放射性治疗的重要医用同位素, 可通过辐照高丰度176Lu或176Yb的方式生产, 通过同位素分离手段获取高丰度176Lu辐照前体是解决世界范围内177Lu供应不足问题的必要途径 . 由于镥同位素无法通过离心分离方式生产, 需要发展多步多色光电离方法以获取高丰度176Lu, 但镥原子的自电离态能级数据稀缺, 限制了高效光电离路径的构建 . 激光共振电离谱是少数具有自电离态研究能力的激光光谱学方法之一, 利用实验室搭建的激光共振电离飞行时间质谱系统, 测量得到激发态35274.5 cm–1的能级寿命为(31.6 ± 1.7) ns; 由该激发态出发, 利用三色三步光电离方案, 扫描了镥的50560—53450 cm–1能区, 获取了47条自电离态能级, 其中33条为首次发现, 确定了自电离跃迁的峰宽和相对跃迁强度, 提供了可见光波段内可用于镥原子高效光电离的关键光谱数据. 同时, 为确定自电离态能级的电子组态, 通过3条不同J值激发态的扫描实验, 标识了21条能级的角动量, 为确定自其他激发态出发的电偶极跃迁禁戒情况提供了参考依据 .
177Lu是一种用于成像引导放射性治疗的重要医用同位素, 可通过辐照高丰度176Lu或176Yb的方式生产, 通过同位素分离手段获取高丰度176Lu辐照前体是解决世界范围内177Lu供应不足问题的必要途径 . 由于镥同位素无法通过离心分离方式生产, 需要发展多步多色光电离方法以获取高丰度176Lu, 但镥原子的自电离态能级数据稀缺, 限制了高效光电离路径的构建 . 激光共振电离谱是少数具有自电离态研究能力的激光光谱学方法之一, 利用实验室搭建的激光共振电离飞行时间质谱系统, 测量得到激发态35274.5 cm–1的能级寿命为(31.6 ± 1.7) ns; 由该激发态出发, 利用三色三步光电离方案, 扫描了镥的50560—53450 cm–1能区, 获取了47条自电离态能级, 其中33条为首次发现, 确定了自电离跃迁的峰宽和相对跃迁强度, 提供了可见光波段内可用于镥原子高效光电离的关键光谱数据. 同时, 为确定自电离态能级的电子组态, 通过3条不同J值激发态的扫描实验, 标识了21条能级的角动量, 为确定自其他激发态出发的电偶极跃迁禁戒情况提供了参考依据 .
2023, 72(19): 194101.
doi: 10.7498/aps.72.20230892
摘要:
微纳波长分束器是光子芯片中一种重要的分光器件. 本文运用序列二次规划智能算法, 设计了尺寸为1.5 μm × 1.5 μm的多个超小波长分束器, 其中Y型双通道分束器可同时实现TE/TM模式的双波长分束, TE模1140和1200 nm两波长的传输效率分别为80%和81%, 消光比分别为18.1和16.3 dB, TM模传输效率分别为70%和67%, 消光比为18.3和15.9 dB; T型分束器实现了光束的180°相向分离, 待分波长1100和1170 nm的传输效率均达到了88%, 消光比分别为16.6和15.0 dB, 是目前尺寸最小的片上波分器; 十字型三通道分束器实现了波长间隔为50 nm的分束, 待分波长1100, 1150和1200 nm传输效率分别为73%, 66%和70%, 消光比分别为17.2, 13.8和13.8 dB; 非对称三通道分束器分束波长间隔仅为20 nm, 待分波长1200, 1220和1240 nm的传输效率分别为61%, 56%和57%, 消光比分别为10.8, 7.9和8.9 dB. 本方法的设计周期短、设计效率高, 且所设计的结构简单、易加工, 本方法适用于多种片上集成元器件的设计, 为微纳片上集成光子器件的设计提供了一种新思路.
微纳波长分束器是光子芯片中一种重要的分光器件. 本文运用序列二次规划智能算法, 设计了尺寸为1.5 μm × 1.5 μm的多个超小波长分束器, 其中Y型双通道分束器可同时实现TE/TM模式的双波长分束, TE模1140和1200 nm两波长的传输效率分别为80%和81%, 消光比分别为18.1和16.3 dB, TM模传输效率分别为70%和67%, 消光比为18.3和15.9 dB; T型分束器实现了光束的180°相向分离, 待分波长1100和1170 nm的传输效率均达到了88%, 消光比分别为16.6和15.0 dB, 是目前尺寸最小的片上波分器; 十字型三通道分束器实现了波长间隔为50 nm的分束, 待分波长1100, 1150和1200 nm传输效率分别为73%, 66%和70%, 消光比分别为17.2, 13.8和13.8 dB; 非对称三通道分束器分束波长间隔仅为20 nm, 待分波长1200, 1220和1240 nm的传输效率分别为61%, 56%和57%, 消光比分别为10.8, 7.9和8.9 dB. 本方法的设计周期短、设计效率高, 且所设计的结构简单、易加工, 本方法适用于多种片上集成元器件的设计, 为微纳片上集成光子器件的设计提供了一种新思路.
2023, 72(19): 194201.
doi: 10.7498/aps.72.20230731
摘要:
准分子激光器由于其短波长、高重频、大能量在国民经济生产中具有重要作用. 在准分子激光器应用场景及输出特性中, 光束质量及能量稳定性是高端准分子光源的指标, 而预电离过程发展得充分与否是准分子激光系统能否输出高光束质量、能量稳定的激光脉冲的关键. 本文主要针对ArF准分子激光器的预电离过程, 建立了一维及二维仿真计算模型, 基于Comsol Multiphysics软件的流体计算方法进行数值仿真分析计算, 重点研究了预电离过程中电离波的传播过程以及预电离与主放电之间的关系. 研究表明, 进行准分子激光器进行系统设计时, 要综合考虑电晕棒及主电极的空间结构. 合适的预电离结构及预电离电压能够使主放电在自由电子维持期间被触发, 可以有效降低放电电压, 避免流注及弧光放电, 提升输出光束质量及系统能量稳定性.
准分子激光器由于其短波长、高重频、大能量在国民经济生产中具有重要作用. 在准分子激光器应用场景及输出特性中, 光束质量及能量稳定性是高端准分子光源的指标, 而预电离过程发展得充分与否是准分子激光系统能否输出高光束质量、能量稳定的激光脉冲的关键. 本文主要针对ArF准分子激光器的预电离过程, 建立了一维及二维仿真计算模型, 基于Comsol Multiphysics软件的流体计算方法进行数值仿真分析计算, 重点研究了预电离过程中电离波的传播过程以及预电离与主放电之间的关系. 研究表明, 进行准分子激光器进行系统设计时, 要综合考虑电晕棒及主电极的空间结构. 合适的预电离结构及预电离电压能够使主放电在自由电子维持期间被触发, 可以有效降低放电电压, 避免流注及弧光放电, 提升输出光束质量及系统能量稳定性.
2023, 72(19): 194202.
doi: 10.7498/aps.72.20230643
摘要:
神光II升级装置是国际上为数不多常年运行的惯性约束核聚变激光装置, 为进一步提升其输出能力以满足更高物理需求, 采用新型钕玻璃, 并结合增加钕玻璃数、提高氙灯能源配置等措施来提升主放大器的增益能力. 改进后的测试表明装置的平均小信号增益系数从4.15% cm增至4.94% cm, 单路小信号增益倍数从9000提升到118000, 提升幅度超过了1个数量级, 有效降低了高通量下非线性相移引起的激光近场小尺寸调制, 提升了装置基频输出能力, 为实现更高的打靶能量奠定关键基础. 运行打靶验证了装置高峰值功率下基频近场调制的改善, 以及10 ns脉冲12.5 kJ的基频输出能力, 有力支撑了高通量要求的物理实验目标 .
神光II升级装置是国际上为数不多常年运行的惯性约束核聚变激光装置, 为进一步提升其输出能力以满足更高物理需求, 采用新型钕玻璃, 并结合增加钕玻璃数、提高氙灯能源配置等措施来提升主放大器的增益能力. 改进后的测试表明装置的平均小信号增益系数从4.15% cm增至4.94% cm, 单路小信号增益倍数从9000提升到118000, 提升幅度超过了1个数量级, 有效降低了高通量下非线性相移引起的激光近场小尺寸调制, 提升了装置基频输出能力, 为实现更高的打靶能量奠定关键基础. 运行打靶验证了装置高峰值功率下基频近场调制的改善, 以及10 ns脉冲12.5 kJ的基频输出能力, 有力支撑了高通量要求的物理实验目标 .
2023, 72(19): 194701.
doi: 10.7498/aps.72.20230928
摘要:
靶丸材料内部扰动在冲击波作用后会产生类似Richtmyer-Meshkov (RM)不稳定性的增长并耦合到烧蚀面产生扰动种子. 本文使用数值模拟的方法研究了这种类RM不稳定性增长规律以及不稳定性与界面的耦合机制. 研究表明, 线性阶段密度扰动类RM不稳定性增长速度满足\begin{document}$\text{δ}v \propto k_y \Delta u\eta$\end{document} ![]()
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\begin{document}$\text{δ}v_i/(k_y\Delta u\eta) \propto {{\text{e}}^{ - {k_y}L}} $\end{document} ![]()
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靶丸材料内部扰动在冲击波作用后会产生类似Richtmyer-Meshkov (RM)不稳定性的增长并耦合到烧蚀面产生扰动种子. 本文使用数值模拟的方法研究了这种类RM不稳定性增长规律以及不稳定性与界面的耦合机制. 研究表明, 线性阶段密度扰动类RM不稳定性增长速度满足
2023, 72(19): 194702.
doi: 10.7498/aps.72.20230937
摘要:
为研究亚毫米间隙下流注放电特性, 本文搭建了大气压下100—500 μm间隙下的正负极性流注放电实验系统以及图像采集系统, 采集100—500 μm间隙下正负极性流注放电的起始击穿电压与击穿图像并使用Matlab计算实验放电图像的分形维数. 实验分析发现100—500 μm间隙下的空气击穿放电依旧符合流注理论, 且正、负极性流注的击穿电压与放电图像分形维数的极性效应明显, 流注理论中空间电荷与光电离对放电通道曲折程度与覆盖范围的影响随着间隙增大而增大, 且在300 μm时发生跃变. 使用Matlab基于分形理论的WZ (Wiesmann-Zeller)模型建立500 μm间隙下正、负极性流注放电分形仿真, 发现发展概率指数η与分形维数成反比, 且同放电条件下放电发展概率指数η在正极性流注中相对于负极性流注要更小.
为研究亚毫米间隙下流注放电特性, 本文搭建了大气压下100—500 μm间隙下的正负极性流注放电实验系统以及图像采集系统, 采集100—500 μm间隙下正负极性流注放电的起始击穿电压与击穿图像并使用Matlab计算实验放电图像的分形维数. 实验分析发现100—500 μm间隙下的空气击穿放电依旧符合流注理论, 且正、负极性流注的击穿电压与放电图像分形维数的极性效应明显, 流注理论中空间电荷与光电离对放电通道曲折程度与覆盖范围的影响随着间隙增大而增大, 且在300 μm时发生跃变. 使用Matlab基于分形理论的WZ (Wiesmann-Zeller)模型建立500 μm间隙下正、负极性流注放电分形仿真, 发现发展概率指数η与分形维数成反比, 且同放电条件下放电发展概率指数η在正极性流注中相对于负极性流注要更小.
2023, 72(19): 194703.
doi: 10.7498/aps.72.20230863
摘要:
利用修正的Keller-Miksis方程与Noble-Abel-Stiffend-Gas状态方程相结合的模型, 研究了超声作用下具有传质传热及扩散效应的双气泡间的相互作用, 并与Mettin等[Mettin R, Akhatov I, Parlitz U, Ohl C D, Lauterborn W 1997 Phys. Rev. E 56 2924]给出的没有传质传热及扩散效应的双气泡间的相互作用进行了比较. 结果表明, 具有传质传热及扩散效应的双气泡间的次Bjerknes力和气泡归一化最大半径都大于没有传质传热及扩散效应的双气泡的相应量. 随着其中一个气泡的初始半径的增大和驱动声压的增大, 两种情况给出的次Bjerknes力的差别逐渐增大, 而随着驱动频率的增大, 两种情况给出的次Bjerknes力的差别逐渐减小. 由此可见, 传质传热和扩散效应对空化气泡间相互作用的次Bjerknes力具有重要影响.
利用修正的Keller-Miksis方程与Noble-Abel-Stiffend-Gas状态方程相结合的模型, 研究了超声作用下具有传质传热及扩散效应的双气泡间的相互作用, 并与Mettin等[Mettin R, Akhatov I, Parlitz U, Ohl C D, Lauterborn W 1997 Phys. Rev. E 56 2924]给出的没有传质传热及扩散效应的双气泡间的相互作用进行了比较. 结果表明, 具有传质传热及扩散效应的双气泡间的次Bjerknes力和气泡归一化最大半径都大于没有传质传热及扩散效应的双气泡的相应量. 随着其中一个气泡的初始半径的增大和驱动声压的增大, 两种情况给出的次Bjerknes力的差别逐渐增大, 而随着驱动频率的增大, 两种情况给出的次Bjerknes力的差别逐渐减小. 由此可见, 传质传热和扩散效应对空化气泡间相互作用的次Bjerknes力具有重要影响.
2023, 72(19): 195201.
doi: 10.7498/aps.72.20230956
摘要:
高亚稳态原子数密度是光抽运稀有气体激光器的研究重点之一. 考虑到Ar亚稳态能级与Kr激发态5p[3/2]2能量仅相差20 cm–1, 在He/Kr放电体系中加入氩气, 有望通过能量共振转移达到补充Kr亚稳态原子(Kr*)密度的目的. 本文从光谱诊断及亚稳态原子密度激光吸收光谱测量两个角度进行实验分析, 结果表明: 在100 mbar (1 bar = 105 Pa), 1% Kr, 12.5% Ar气体条件下, Kr(5p[3/2]2)向亚稳态能级跃迁辐射谱线峰值最高可增强约10倍, 该跃迁谱线尾部信号从0.6 μs延长至14.25 μs. 实验同时测量了不同Ar含量下 Kr*密度. 在100 mbar, 1% Kr气体条件下加入15% Ar, Kr*密度从 4.94×1011 cm–3提升至6.96×1012 cm–3. 在气压600 mbar, 1% Kr/He混合气体中加入5% Ar, Kr*峰值密度从4.69×1013 cm–3提升至5.79×1013 cm–3. 这些结果说明, Ar-Kr的共振能量转移能有效提高Kr*密度, 有利于光抽运Kr*激光器的高效运行.
高亚稳态原子数密度是光抽运稀有气体激光器的研究重点之一. 考虑到Ar亚稳态能级与Kr激发态5p[3/2]2能量仅相差20 cm–1, 在He/Kr放电体系中加入氩气, 有望通过能量共振转移达到补充Kr亚稳态原子(Kr*)密度的目的. 本文从光谱诊断及亚稳态原子密度激光吸收光谱测量两个角度进行实验分析, 结果表明: 在100 mbar (1 bar = 105 Pa), 1% Kr, 12.5% Ar气体条件下, Kr(5p[3/2]2)向亚稳态能级跃迁辐射谱线峰值最高可增强约10倍, 该跃迁谱线尾部信号从0.6 μs延长至14.25 μs. 实验同时测量了不同Ar含量下 Kr*密度. 在100 mbar, 1% Kr气体条件下加入15% Ar, Kr*密度从 4.94×1011 cm–3提升至6.96×1012 cm–3. 在气压600 mbar, 1% Kr/He混合气体中加入5% Ar, Kr*峰值密度从4.69×1013 cm–3提升至5.79×1013 cm–3. 这些结果说明, Ar-Kr的共振能量转移能有效提高Kr*密度, 有利于光抽运Kr*激光器的高效运行.
2023, 72(19): 195202.
doi: 10.7498/aps.72.20231007
摘要:
电磁等离子体加速器可产生高密度高速度等离子体射流而广泛应用于等离子体物理研究与应用领域. 本文建立了平行轨道加速器电磁驱动等离子体实验平台, 通过磁探头阵列和光电二极管阵列研究了静态气压下平行轨道加速器的电流分布和等离子体速度特性. 平行轨道加速器驱动电源为正弦振荡衰减波电源, 总电容为120 μF, 回路总电感约为400 nH, 充电电压为13 kV时, 放电电流为170 kA, 脉宽为23.5 μs. 当放电电流较小、工作气压较高时, 平行轨道加速器电流分布较集中, 放电模式与雪犁模式相符. 随着放电电流的增大或工作气压的降低, 平行轨道加速器逐渐出现弥散的电流分布, 形成等离子体前沿和等离子体拖尾两个区域. 放电电流越大, 工作气压越低, 电流弥散分布越显著, 等离子体前沿电流分布比例越低, 等离子体前沿速度越高, 但等离子体速度增大的比例远低于放电电流增大的比例或工作气压平方根的倒数增大的比例.
电磁等离子体加速器可产生高密度高速度等离子体射流而广泛应用于等离子体物理研究与应用领域. 本文建立了平行轨道加速器电磁驱动等离子体实验平台, 通过磁探头阵列和光电二极管阵列研究了静态气压下平行轨道加速器的电流分布和等离子体速度特性. 平行轨道加速器驱动电源为正弦振荡衰减波电源, 总电容为120 μF, 回路总电感约为400 nH, 充电电压为13 kV时, 放电电流为170 kA, 脉宽为23.5 μs. 当放电电流较小、工作气压较高时, 平行轨道加速器电流分布较集中, 放电模式与雪犁模式相符. 随着放电电流的增大或工作气压的降低, 平行轨道加速器逐渐出现弥散的电流分布, 形成等离子体前沿和等离子体拖尾两个区域. 放电电流越大, 工作气压越低, 电流弥散分布越显著, 等离子体前沿电流分布比例越低, 等离子体前沿速度越高, 但等离子体速度增大的比例远低于放电电流增大的比例或工作气压平方根的倒数增大的比例.
2023, 72(19): 195203.
doi: 10.7498/aps.72.20230920
摘要:
现阶段在惯性约束聚变实验中, 无论是对黑腔等离子体或是内爆靶丸区域的单次成像诊断都无法分辨深度方向上的辐射强度信息, 即探测器获取的图像均是沿探测方向上的强度积分. 本文介绍了一种利用非相干全息技术对微尺寸X射线源的层析成像方式. 所述的非相干全息成像技术具有将光源的三维空间信息编码并压缩至二维全息图的成像机制, 再结合基于压缩感知的全息图重建算法, 能够从二维全息图中恢复出沿探测方向不同物距上光强的二维分布情况. 为了验证该成像方案的可行性, 本文模拟了轴向长度为16 mm的光源非相干全息成像过程, 并通过压缩感知算法重建模拟生成的非相干全息图, 得到间距为4 mm的层析光强分布结果.
现阶段在惯性约束聚变实验中, 无论是对黑腔等离子体或是内爆靶丸区域的单次成像诊断都无法分辨深度方向上的辐射强度信息, 即探测器获取的图像均是沿探测方向上的强度积分. 本文介绍了一种利用非相干全息技术对微尺寸X射线源的层析成像方式. 所述的非相干全息成像技术具有将光源的三维空间信息编码并压缩至二维全息图的成像机制, 再结合基于压缩感知的全息图重建算法, 能够从二维全息图中恢复出沿探测方向不同物距上光强的二维分布情况. 为了验证该成像方案的可行性, 本文模拟了轴向长度为16 mm的光源非相干全息成像过程, 并通过压缩感知算法重建模拟生成的非相干全息图, 得到间距为4 mm的层析光强分布结果.
2023, 72(19): 196101.
doi: 10.7498/aps.72.20230793
摘要:
GaN材料以其宽禁带、高击穿电场、高热导率、直接带隙等优势被广泛应用于光电子器件、大功率器件以及高频微波器件等方面. 由于GaN材料异质外延带来的大晶格失配和热失配问题, GaN在生长过程中会产生大量位错, 降低了GaN材料晶体质量, 导致器件性能难以进一步提升. 为此, 研究人员提出使用斜切衬底来降低位错密度, 但是关于斜切衬底上外延层的位错湮灭机制的研究还不充分. 所以, 本文采用金属有机化合物化学气相淀积技术在不同角度的斜切蓝宝石衬底上生长了GaN薄膜, 采用原子力显微镜、高分辨X射线衍射仪、光致发光测试、透射电子显微镜详细地分析了斜切衬底对GaN材料的影响. 斜切衬底可以显著降低GaN材料的位错密度, 但会导致其表面形貌发生退化. 并且衬底斜切角度越大, 样品的位错密度越低. 通过透射电子显微镜观察到了斜切衬底上特殊的位错终止现象, 这是斜切衬底降低位错密度的主要原因之一. 基于上述现象, 提出了斜切衬底上GaN生长模型, 解释了斜切衬底提高GaN晶体质量的原因.
GaN材料以其宽禁带、高击穿电场、高热导率、直接带隙等优势被广泛应用于光电子器件、大功率器件以及高频微波器件等方面. 由于GaN材料异质外延带来的大晶格失配和热失配问题, GaN在生长过程中会产生大量位错, 降低了GaN材料晶体质量, 导致器件性能难以进一步提升. 为此, 研究人员提出使用斜切衬底来降低位错密度, 但是关于斜切衬底上外延层的位错湮灭机制的研究还不充分. 所以, 本文采用金属有机化合物化学气相淀积技术在不同角度的斜切蓝宝石衬底上生长了GaN薄膜, 采用原子力显微镜、高分辨X射线衍射仪、光致发光测试、透射电子显微镜详细地分析了斜切衬底对GaN材料的影响. 斜切衬底可以显著降低GaN材料的位错密度, 但会导致其表面形貌发生退化. 并且衬底斜切角度越大, 样品的位错密度越低. 通过透射电子显微镜观察到了斜切衬底上特殊的位错终止现象, 这是斜切衬底降低位错密度的主要原因之一. 基于上述现象, 提出了斜切衬底上GaN生长模型, 解释了斜切衬底提高GaN晶体质量的原因.
2023, 72(19): 196102.
doi: 10.7498/aps.72.20230836
摘要:
采用第一性原理计算方法研究了MoSi2N4/GeC异质结, 对其进行结构、电子及光学特性的计算, 并探究施加不同双轴应变和垂直电场对异质结能带结构及光吸收特性的影响, 研究表明: MoSi2N4/GeC异质结是一种带隙为1.25 eV的间接带隙半导体, 具有由GeC层指向MoSi2N4层的内建电场. 此外, 其光生载流子转移机制符合S型异质结机理, 从而提高了光催化水分解的氧化还原电位, 使其满足pH = 0—14范围内的光催化水分解要求. 双轴应变下, 带隙随压缩应变的增加而先增大再减小, 且在紫外区域的光吸收性能随压缩应变的增加而增强. 带隙随拉伸应变的增大而减小, 且可见光区域的光吸收性能较压缩应变时增强. 垂直电场下, 带隙随正电场的的增加而增大, 随负电场的增大而减小. 综上, MoSi2N4/GeC异质结可以作为一种高效的光催化材料应用于光电器件及光催化等领域.
采用第一性原理计算方法研究了MoSi2N4/GeC异质结, 对其进行结构、电子及光学特性的计算, 并探究施加不同双轴应变和垂直电场对异质结能带结构及光吸收特性的影响, 研究表明: MoSi2N4/GeC异质结是一种带隙为1.25 eV的间接带隙半导体, 具有由GeC层指向MoSi2N4层的内建电场. 此外, 其光生载流子转移机制符合S型异质结机理, 从而提高了光催化水分解的氧化还原电位, 使其满足pH = 0—14范围内的光催化水分解要求. 双轴应变下, 带隙随压缩应变的增加而先增大再减小, 且在紫外区域的光吸收性能随压缩应变的增加而增强. 带隙随拉伸应变的增大而减小, 且可见光区域的光吸收性能较压缩应变时增强. 垂直电场下, 带隙随正电场的的增加而增大, 随负电场的增大而减小. 综上, MoSi2N4/GeC异质结可以作为一种高效的光催化材料应用于光电器件及光催化等领域.
2023, 72(19): 196801.
doi: 10.7498/aps.72.20230919
摘要:
表面活性剂液滴撞击不同温度基底的动力学过程, 在传热、冷却和打印等领域均有广泛涉及. 本文利用高速摄影技术对表面活性剂 SDS, CTAB和Triton X-100的水溶液液滴撞击热铝板的过程进行观测, 研究不同表面活性剂液滴撞击热铝板动力学过程. 实验发现, 处于过渡沸腾的表面活性剂液滴, 在蒸发的最后阶段会形成一个处于非浸润状态的二次液滴. 分析表明, 液滴撞击基底后, 液滴的三相接触线和液滴顶部产生温度梯度, 三相接触线附近的表面活性剂分子浓度显著大于液滴顶部. 由浓度梯度驱动的Marangoni效应使上层液体得以保持, 并在蒸发的最终阶段, 逐渐收缩为球形, 形成二次液滴, 在底部气泡爆炸产生的冲击下脱离基底并起跳. 二次液滴的半径随初始液滴浓度升高而增大, 最终达到饱和半径. 该项工作阐明了二次液滴形成过程中表面活性剂的作用, 为理解Leidenfrost效应的物理机制以及调控沸腾传热提供了参考.
表面活性剂液滴撞击不同温度基底的动力学过程, 在传热、冷却和打印等领域均有广泛涉及. 本文利用高速摄影技术对表面活性剂 SDS, CTAB和Triton X-100的水溶液液滴撞击热铝板的过程进行观测, 研究不同表面活性剂液滴撞击热铝板动力学过程. 实验发现, 处于过渡沸腾的表面活性剂液滴, 在蒸发的最后阶段会形成一个处于非浸润状态的二次液滴. 分析表明, 液滴撞击基底后, 液滴的三相接触线和液滴顶部产生温度梯度, 三相接触线附近的表面活性剂分子浓度显著大于液滴顶部. 由浓度梯度驱动的Marangoni效应使上层液体得以保持, 并在蒸发的最终阶段, 逐渐收缩为球形, 形成二次液滴, 在底部气泡爆炸产生的冲击下脱离基底并起跳. 二次液滴的半径随初始液滴浓度升高而增大, 最终达到饱和半径. 该项工作阐明了二次液滴形成过程中表面活性剂的作用, 为理解Leidenfrost效应的物理机制以及调控沸腾传热提供了参考.
2023, 72(19): 197101.
doi: 10.7498/aps.72.20230644
摘要:
诱发非磁材料磁性并灵活调控其磁电子性质对于研发高性能磁器件非常重要. 基于密度泛函理论 (DFT), 系统研究了非金属原子X (X = B, N, P, Si, Se, Te)取代性掺杂扶手椅型砷烯纳米管AsANT的结构稳定性、磁电子性质、载流子迁移率以及应变对杂质管磁电子性质的调控效应. 计算的结合能和形成能证明了杂质管AsANT-X的结构稳定性, 可能在实验中实现. 杂质管电子结构的计算表明AsANT-X (X = B, N, P)为无磁半导体, 而AsANT-X (X = Si, Se, Te)表现为双极化磁性半导体, 磁性源于杂质原子与As之间未配对电子的出现. 此外, 掺杂可以灵活调控AsANT的载流子迁移率到一个较宽的范围, 并且呈现明显的载流子极性和自旋极性. 特别是, 应变可以导致AsANT-Si在双极化磁性半导体、半-半导体、磁金属和无磁金属之间的多磁相变过渡, 这种在无磁态和高磁化态之间的转换可用于设计由应变控制的自旋极化输运的机械开关. 本文研究为砷烯的应用提供了新途径.
诱发非磁材料磁性并灵活调控其磁电子性质对于研发高性能磁器件非常重要. 基于密度泛函理论 (DFT), 系统研究了非金属原子X (X = B, N, P, Si, Se, Te)取代性掺杂扶手椅型砷烯纳米管AsANT的结构稳定性、磁电子性质、载流子迁移率以及应变对杂质管磁电子性质的调控效应. 计算的结合能和形成能证明了杂质管AsANT-X的结构稳定性, 可能在实验中实现. 杂质管电子结构的计算表明AsANT-X (X = B, N, P)为无磁半导体, 而AsANT-X (X = Si, Se, Te)表现为双极化磁性半导体, 磁性源于杂质原子与As之间未配对电子的出现. 此外, 掺杂可以灵活调控AsANT的载流子迁移率到一个较宽的范围, 并且呈现明显的载流子极性和自旋极性. 特别是, 应变可以导致AsANT-Si在双极化磁性半导体、半-半导体、磁金属和无磁金属之间的多磁相变过渡, 这种在无磁态和高磁化态之间的转换可用于设计由应变控制的自旋极化输运的机械开关. 本文研究为砷烯的应用提供了新途径.
2023, 72(19): 197102.
doi: 10.7498/aps.72.20230167
摘要:
极性电介质支持的表面声子极化激元(surface phonon polaritons, SPhP)在红外波段增强光与物质相互作用过程中引起了广泛的关注, 然而存在光场操控有限、调制波段限定在剩余射线带区域的问题. 提出了一种由双轴范德瓦耳斯材料(α-MoO3)和外尔半金属组成的异质结构, 用来研究各向异性SPhP的主动可调谐性. 在横磁波入射条件下, 通过4×4传递矩阵法准确地求解异质系统中的反射系数以及场分布, 描述各向异性SPhP的色散性质. 研究结果表明: 模式杂化和色散操控可以通过方位角度及α-MoO3的厚度大小实现. 更重要的是外尔半金属中费米能级的大小能够启用动态色散曲线调节, 而费米能级依赖于外界温度的变化. 因此研究有助于进一步优化和设计基于范德瓦耳斯材料的可控光电器件, 在红外热辐射和生物传感等方面具有较好的应用前景.
极性电介质支持的表面声子极化激元(surface phonon polaritons, SPhP)在红外波段增强光与物质相互作用过程中引起了广泛的关注, 然而存在光场操控有限、调制波段限定在剩余射线带区域的问题. 提出了一种由双轴范德瓦耳斯材料(α-MoO3)和外尔半金属组成的异质结构, 用来研究各向异性SPhP的主动可调谐性. 在横磁波入射条件下, 通过4×4传递矩阵法准确地求解异质系统中的反射系数以及场分布, 描述各向异性SPhP的色散性质. 研究结果表明: 模式杂化和色散操控可以通过方位角度及α-MoO3的厚度大小实现. 更重要的是外尔半金属中费米能级的大小能够启用动态色散曲线调节, 而费米能级依赖于外界温度的变化. 因此研究有助于进一步优化和设计基于范德瓦耳斯材料的可控光电器件, 在红外热辐射和生物传感等方面具有较好的应用前景.
2023, 72(19): 197103.
doi: 10.7498/aps.72.20231003
摘要:
优化样品结构参数、磁场退火热处理、串并联桥式设计、施加电流热效应以及额外偏置磁场等是调控隧穿磁电阻(tunnel magnetoresistance, TMR)磁传感性能的常用方法. 借助这些方法可以提高TMR磁传感的灵敏度、抗噪声指数、线性度和线性磁场范围等关键性能参数. 其中, 通过改变TMR磁传感单元的钉扎层、自由层以及势垒层材料和厚度等样品结构参数能够改变交换偏置场, 进而提升TMR磁传感性能参数. 本文基于微磁学仿真和实验测量发现, 通过改变自由层CoFeB/Ru/NiFe/IrMn中的交换耦合作用, 可以调制TMR自由层的交换偏置场大小和提升TMR磁传感单元的性能. 当逐步增强IrMn钉扎效果时, TMR磁传感单元的线性磁场范围随之增大, 但是磁场灵敏度降低; 在±0.5倍自由层(主要是CoFeB层)磁矩变化范围内所有TMR磁传感单元的线性度最佳.
优化样品结构参数、磁场退火热处理、串并联桥式设计、施加电流热效应以及额外偏置磁场等是调控隧穿磁电阻(tunnel magnetoresistance, TMR)磁传感性能的常用方法. 借助这些方法可以提高TMR磁传感的灵敏度、抗噪声指数、线性度和线性磁场范围等关键性能参数. 其中, 通过改变TMR磁传感单元的钉扎层、自由层以及势垒层材料和厚度等样品结构参数能够改变交换偏置场, 进而提升TMR磁传感性能参数. 本文基于微磁学仿真和实验测量发现, 通过改变自由层CoFeB/Ru/NiFe/IrMn中的交换耦合作用, 可以调制TMR自由层的交换偏置场大小和提升TMR磁传感单元的性能. 当逐步增强IrMn钉扎效果时, TMR磁传感单元的线性磁场范围随之增大, 但是磁场灵敏度降低; 在±0.5倍自由层(主要是CoFeB层)磁矩变化范围内所有TMR磁传感单元的线性度最佳.
2023, 72(19): 197201.
doi: 10.7498/aps.72.20230797
摘要:
利用磁控溅射法制备了Cu/HfOx/Pt和Cu/HfOx-ZnO/Pt器件. HfOx器件和HfOx-ZnO器件都表现出双极性阻变特性以及具有良好的保持性, 但HfOx-ZnO器件具有更加优异的阻变性能, 例如均一性、耐受性和重复性. 研究表明, 通过增加ZnO富氧层有利于提高器件的阻变性能. 另外, HfOx薄膜的禁带宽度约为5.10 eV, 对255 nm波长的光照没有响应. 而HfOx-ZnO薄膜的禁带宽度减小为4.31 eV, 该器件在波长255 nm的光照作用下, 不仅可以提高器件的阻变性能, 还可以通过设置不同强度的光照使器件具有多级存储的能力. 研究发现, 器件在有无光照作用下的阻变行为都与薄膜中的氧空位有关, 所以本文提出了氧空位导电细丝物理模型来解释器件的阻变行为. 本文使用光电协同的方法为研制出低功耗、高存储密度的阻变存储器提供了新思路.
利用磁控溅射法制备了Cu/HfOx/Pt和Cu/HfOx-ZnO/Pt器件. HfOx器件和HfOx-ZnO器件都表现出双极性阻变特性以及具有良好的保持性, 但HfOx-ZnO器件具有更加优异的阻变性能, 例如均一性、耐受性和重复性. 研究表明, 通过增加ZnO富氧层有利于提高器件的阻变性能. 另外, HfOx薄膜的禁带宽度约为5.10 eV, 对255 nm波长的光照没有响应. 而HfOx-ZnO薄膜的禁带宽度减小为4.31 eV, 该器件在波长255 nm的光照作用下, 不仅可以提高器件的阻变性能, 还可以通过设置不同强度的光照使器件具有多级存储的能力. 研究发现, 器件在有无光照作用下的阻变行为都与薄膜中的氧空位有关, 所以本文提出了氧空位导电细丝物理模型来解释器件的阻变行为. 本文使用光电协同的方法为研制出低功耗、高存储密度的阻变存储器提供了新思路.
2023, 72(19): 197301.
doi: 10.7498/aps.72.20230476
摘要:
激发能量转移是影响对六苯相关器件应用的重要因素之一, 研究对六苯团簇在不同外场激发作用下的激子动力学过程及激子相干效应, 这对于提高由对六苯及其相关衍生物所组成的分子器件的应用性能具有重要意义. 本文基于密度矩阵理论, 采用算符的数学平均值近似, 应用不同脉冲场激发盘状对六苯分子团簇, 对其激子动力学过程及激子相干行为进行了分析. 研究发现, 当处于强场短脉冲激发时, 团簇内产生多激子效应, 激子能级出现新的杂化态. 在短脉冲激发下, 在不同能量区域激发态分布不同, 但均表现出明显对称性. 由于H型团簇最高能级的激子态被优先激发, 发现随脉冲场增大, 激子相干增强, 当脉冲场较大时, 在脉冲激发过程中, 激子振荡协同性消失, 极短时间内大量分子产生激子相干, 出现瞬态离域现象.
激发能量转移是影响对六苯相关器件应用的重要因素之一, 研究对六苯团簇在不同外场激发作用下的激子动力学过程及激子相干效应, 这对于提高由对六苯及其相关衍生物所组成的分子器件的应用性能具有重要意义. 本文基于密度矩阵理论, 采用算符的数学平均值近似, 应用不同脉冲场激发盘状对六苯分子团簇, 对其激子动力学过程及激子相干行为进行了分析. 研究发现, 当处于强场短脉冲激发时, 团簇内产生多激子效应, 激子能级出现新的杂化态. 在短脉冲激发下, 在不同能量区域激发态分布不同, 但均表现出明显对称性. 由于H型团簇最高能级的激子态被优先激发, 发现随脉冲场增大, 激子相干增强, 当脉冲场较大时, 在脉冲激发过程中, 激子振荡协同性消失, 极短时间内大量分子产生激子相干, 出现瞬态离域现象.
2023, 72(19): 197302.
doi: 10.7498/aps.72.20230566
摘要:
单壁碳纳米管的带隙可控化一直是备受关注的研究方向, 本文通过在单壁碳纳米管轴向方向上旋转每个碳原子得到扭转模型, 详细介绍了模型的构建过程, 提出了模型构建的两个原则, 单壁碳纳米管扭转模型符合周期性排列规律, 基于第一性原理密度泛函理论证明了扭转模型能够自洽成功. 通过计算给出数十种扭转模型的带隙变化图, 随着扭转强度的增大, 单壁碳纳米管的带隙发生了多次相变, 包括金属型-半导体型和半导体型-金属型转变. 进一步统计了扭转过程中单壁碳纳米管的直径变化、碳原子间平均键长及平均键角的变化, 发现这些变化也存在规律. 最后统计了碳原子能量的变化规律, 发现不同种类的单壁碳纳米管在相同扭转强度下有不同的能量变化. 本文为单壁碳纳米管带隙可控化提供了新的思路, 进而为单壁碳纳米管纳米电子器件、微集成电路提供了理论依据.
单壁碳纳米管的带隙可控化一直是备受关注的研究方向, 本文通过在单壁碳纳米管轴向方向上旋转每个碳原子得到扭转模型, 详细介绍了模型的构建过程, 提出了模型构建的两个原则, 单壁碳纳米管扭转模型符合周期性排列规律, 基于第一性原理密度泛函理论证明了扭转模型能够自洽成功. 通过计算给出数十种扭转模型的带隙变化图, 随着扭转强度的增大, 单壁碳纳米管的带隙发生了多次相变, 包括金属型-半导体型和半导体型-金属型转变. 进一步统计了扭转过程中单壁碳纳米管的直径变化、碳原子间平均键长及平均键角的变化, 发现这些变化也存在规律. 最后统计了碳原子能量的变化规律, 发现不同种类的单壁碳纳米管在相同扭转强度下有不同的能量变化. 本文为单壁碳纳米管带隙可控化提供了新的思路, 进而为单壁碳纳米管纳米电子器件、微集成电路提供了理论依据.
2023, 72(19): 198201.
doi: 10.7498/aps.72.20230333
摘要:
交叉扩散是影响图灵斑图形成和转变的重要因素之一. 本文在反应扩散布鲁塞尔模型中引入交叉扩散项, 首先对其进行线性分析和弱非线性分析, 然后数值研究了交叉扩散的方向性以及浓度依赖性在图灵斑图转变过程中的作用. 在单向交叉扩散情况下, 交叉扩散的方向直接决定了斑图转变的次序. 阻滞子向活化子的交叉扩散会导致系统逐渐远离初级分岔点, 从而引发图灵斑图的正向转变; 与之相反, 活化子向阻滞子的交叉扩散会导致系统逐渐靠近初级分岔点, 从而引发图灵斑图的反向转变. 对称双向交叉扩散下, 阻滞子向活化子的交叉扩散效应要强于活化子向阻滞子的交叉扩散. 交叉扩散系数除了与自身浓度相关外, 还与其他物质浓度相关. 研究发现浓度依赖交叉扩散也会影响图灵斑图的转变方向. 当扩散系数\begin{document}$ {D_{uv}} $\end{document} ![]()
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交叉扩散是影响图灵斑图形成和转变的重要因素之一. 本文在反应扩散布鲁塞尔模型中引入交叉扩散项, 首先对其进行线性分析和弱非线性分析, 然后数值研究了交叉扩散的方向性以及浓度依赖性在图灵斑图转变过程中的作用. 在单向交叉扩散情况下, 交叉扩散的方向直接决定了斑图转变的次序. 阻滞子向活化子的交叉扩散会导致系统逐渐远离初级分岔点, 从而引发图灵斑图的正向转变; 与之相反, 活化子向阻滞子的交叉扩散会导致系统逐渐靠近初级分岔点, 从而引发图灵斑图的反向转变. 对称双向交叉扩散下, 阻滞子向活化子的交叉扩散效应要强于活化子向阻滞子的交叉扩散. 交叉扩散系数除了与自身浓度相关外, 还与其他物质浓度相关. 研究发现浓度依赖交叉扩散也会影响图灵斑图的转变方向. 当扩散系数
2023, 72(19): 198501.
doi: 10.7498/aps.72.20230553
摘要:
AlGaN/GaN异质结构材料在较强自发极化和压电极化的作用下, 会产生高面密度和高迁移率的二维电子气, 保障了基于该异质结构的GaN肖特基二极管器件具有高输出电流密度和低导通电阻特性. 阳极作为GaN肖特基二极管的核心结构, 对器件的开启电压、反向漏电、导通电阻、击穿电压等核心参数具有重要影响. 因此, 制 备低界面态密度肖特基结是实现高性能GaN肖特基二极管的前提. 本文基于低功函数金属钨阳极AlGaN/GaN肖特基二极管结构, 通过采用阳极后退火技术促进阳极金属与下方GaN材料反应成键, 有效抑制了阳极金-半界面的界面态密度, 经阳极后退火处理后, 器件阳极界面态密度由9.48×1015 eV–1·cm–2降低至1.77×1013 eV–1·cm–2. 得益于良好的阳极低界面态特性, 反向偏置下, 阳极隧穿路径被大幅度抑制, 器件反向漏电降低了2个数量级. 另外, 器件正向导通过程中, 载流子受界面陷阱态影响的输运机制也被抑制, 器件微分导通电阻从17.05 Ω·mm降低至12.57 Ω·mm. 实验结果表明, 阳极后退火技术可以有效抑制阳极金-半界面态密度, 大幅度提高GaN肖特基二极管的器件特性, 是制备高性能GaN肖特基二极管器件的核心关键技术.
AlGaN/GaN异质结构材料在较强自发极化和压电极化的作用下, 会产生高面密度和高迁移率的二维电子气, 保障了基于该异质结构的GaN肖特基二极管器件具有高输出电流密度和低导通电阻特性. 阳极作为GaN肖特基二极管的核心结构, 对器件的开启电压、反向漏电、导通电阻、击穿电压等核心参数具有重要影响. 因此, 制 备低界面态密度肖特基结是实现高性能GaN肖特基二极管的前提. 本文基于低功函数金属钨阳极AlGaN/GaN肖特基二极管结构, 通过采用阳极后退火技术促进阳极金属与下方GaN材料反应成键, 有效抑制了阳极金-半界面的界面态密度, 经阳极后退火处理后, 器件阳极界面态密度由9.48×1015 eV–1·cm–2降低至1.77×1013 eV–1·cm–2. 得益于良好的阳极低界面态特性, 反向偏置下, 阳极隧穿路径被大幅度抑制, 器件反向漏电降低了2个数量级. 另外, 器件正向导通过程中, 载流子受界面陷阱态影响的输运机制也被抑制, 器件微分导通电阻从17.05 Ω·mm降低至12.57 Ω·mm. 实验结果表明, 阳极后退火技术可以有效抑制阳极金-半界面态密度, 大幅度提高GaN肖特基二极管的器件特性, 是制备高性能GaN肖特基二极管器件的核心关键技术.
2023, 72(19): 198502.
doi: 10.7498/aps.72.20230885
摘要:
雪崩光电二极管因其具有高的倍增被广泛应用于光通信、激光雷达等各种领域, 为了适应极微弱信号探测应用场合, 需要器件获得更高的增益值. 当前雪崩光电二极管一般采用单载流子倍增方式工作, 其倍增效果有限. 本文设计了一种电子和空穴同时参与倍增的InP/In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As雪崩光电二极管结构, 其中吸收层采用In0.53Ga0.47As材料, 空穴倍增层采用InP材料, 电子倍增层采用In0.52Al0.48As材料, 两个倍增层分布在吸收层的上下两侧. 采用Silvaco TCAD软件对此结构以及传统单倍增层结构进行了模拟仿真, 对比单InP倍增层结构和单In0.52Al0.48As倍增层结构, 双倍增层结构在95%击穿电压下的增益值分别约为前两者的2.3倍和2倍左右, 由于两种载流子在两个倍增层同时参与了倍增, 所以器件具有更大的增益值, 且暗电流并没有增加, 有望提高系统探测的灵敏度.
雪崩光电二极管因其具有高的倍增被广泛应用于光通信、激光雷达等各种领域, 为了适应极微弱信号探测应用场合, 需要器件获得更高的增益值. 当前雪崩光电二极管一般采用单载流子倍增方式工作, 其倍增效果有限. 本文设计了一种电子和空穴同时参与倍增的InP/In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As雪崩光电二极管结构, 其中吸收层采用In0.53Ga0.47As材料, 空穴倍增层采用InP材料, 电子倍增层采用In0.52Al0.48As材料, 两个倍增层分布在吸收层的上下两侧. 采用Silvaco TCAD软件对此结构以及传统单倍增层结构进行了模拟仿真, 对比单InP倍增层结构和单In0.52Al0.48As倍增层结构, 双倍增层结构在95%击穿电压下的增益值分别约为前两者的2.3倍和2倍左右, 由于两种载流子在两个倍增层同时参与了倍增, 所以器件具有更大的增益值, 且暗电流并没有增加, 有望提高系统探测的灵敏度.
2023, 72(19): 198503.
doi: 10.7498/aps.72.20230971
摘要:
β-Ga2O3作为第三代宽禁带半导体材料, 具有禁带宽度大(4.9 eV)、击穿电场强, 吸收边正好位于日盲紫外波段(波长200—280 nm)内, 且在近紫外以及整个可见光波段具有较高的透过率, 使得β-Ga2O3是一种非常适合制作日盲紫外光电探测器的材料. 目前在p型β-Ga2O3材料方面的研究还较少, 但p型β-Ga2O3材料的制备对于其光电器件的应用至关重要, 因此成功制备p型β-Ga2O3材料就显得尤为关键. 采用化学气相沉积法在蓝宝石衬底上生长出不同Cu掺杂量的β-Ga2O3薄膜, 并对薄膜的形貌、晶体结构和光电特性进行了测试. 发现随着Cu掺杂量的增加, 样品(\begin{document}$ \bar 201 $\end{document} ![]()
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β-Ga2O3作为第三代宽禁带半导体材料, 具有禁带宽度大(4.9 eV)、击穿电场强, 吸收边正好位于日盲紫外波段(波长200—280 nm)内, 且在近紫外以及整个可见光波段具有较高的透过率, 使得β-Ga2O3是一种非常适合制作日盲紫外光电探测器的材料. 目前在p型β-Ga2O3材料方面的研究还较少, 但p型β-Ga2O3材料的制备对于其光电器件的应用至关重要, 因此成功制备p型β-Ga2O3材料就显得尤为关键. 采用化学气相沉积法在蓝宝石衬底上生长出不同Cu掺杂量的β-Ga2O3薄膜, 并对薄膜的形貌、晶体结构和光电特性进行了测试. 发现随着Cu掺杂量的增加, 样品(
2023, 72(19): 198504.
doi: 10.7498/aps.72.20230901
摘要:
自旋轨道转矩(spin-orbit torque, SOT)为超低功耗自旋电子器件提供新的实现方法, 在反铁磁材料体系中面内交换偏置场可辅助SOT磁化翻转, 同时利用电压调控磁各向异性(voltage-controlled magnetic anisotropy, VCMA)能有效降低翻转势垒, 从而实现无外场辅助的磁隧道结. 本文通过求解修正Landau-Lifshitz-Gilbert (LLG)方程, 建立反铁磁/铁磁/氧化物构成的无外场辅助自旋轨道矩的磁隧道结模型, 并对其磁化动力学过程进行分析. 以IrMn/CoFeB/MgO材料体系为例, 揭示了影响磁化翻转的因素, 包括交换偏置(exchange bias, EB)效应对临界翻转电流\begin{document}$ {I_{{\text{SOT}}}} $\end{document} ![]()
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自旋轨道转矩(spin-orbit torque, SOT)为超低功耗自旋电子器件提供新的实现方法, 在反铁磁材料体系中面内交换偏置场可辅助SOT磁化翻转, 同时利用电压调控磁各向异性(voltage-controlled magnetic anisotropy, VCMA)能有效降低翻转势垒, 从而实现无外场辅助的磁隧道结. 本文通过求解修正Landau-Lifshitz-Gilbert (LLG)方程, 建立反铁磁/铁磁/氧化物构成的无外场辅助自旋轨道矩的磁隧道结模型, 并对其磁化动力学过程进行分析. 以IrMn/CoFeB/MgO材料体系为例, 揭示了影响磁化翻转的因素, 包括交换偏置(exchange bias, EB)效应对临界翻转电流
2023, 72(19): 199501.
doi: 10.7498/aps.72.20230977
摘要:
高海拔天体辐射探测(high altitude detection of astronomical radiation, HADAR)实验是一个新型的采用纯水作为介质的大气切伦科夫望远镜实验阵列, 其采用大口径半球型透镜来收集大气切伦科夫光, 以实现对10 GeV—10 TeV能量段的伽马射线和宇宙线的探测. HADAR具有低阈能、高灵敏度和传统成像大气切伦科夫望远镜所不具备的大视场优势, 可以对天区进行连续扫描观测, 因此将成为全天伽马源的理想观测仪器和爆发源、时变源的理想搜寻探测器. 本文基于Fermi-LAT的最新伽马射线源表, 详细研究了HADAR实验对这些源的观测能力. 对银河系外的源, 将这些源的能谱加入河外背景光吸收效应外推至甚高能段. 通过对这些源的显著性进行模拟研究, 结果显示HADAR运行一年预期有93个伽马射线源以大于5倍的显著性标准偏差被观测到, 其中包括45个银河系内的源, 39个银河系外的源, 3个未知类型的源和6个未关联类型的源.
高海拔天体辐射探测(high altitude detection of astronomical radiation, HADAR)实验是一个新型的采用纯水作为介质的大气切伦科夫望远镜实验阵列, 其采用大口径半球型透镜来收集大气切伦科夫光, 以实现对10 GeV—10 TeV能量段的伽马射线和宇宙线的探测. HADAR具有低阈能、高灵敏度和传统成像大气切伦科夫望远镜所不具备的大视场优势, 可以对天区进行连续扫描观测, 因此将成为全天伽马源的理想观测仪器和爆发源、时变源的理想搜寻探测器. 本文基于Fermi-LAT的最新伽马射线源表, 详细研究了HADAR实验对这些源的观测能力. 对银河系外的源, 将这些源的能谱加入河外背景光吸收效应外推至甚高能段. 通过对这些源的显著性进行模拟研究, 结果显示HADAR运行一年预期有93个伽马射线源以大于5倍的显著性标准偏差被观测到, 其中包括45个银河系内的源, 39个银河系外的源, 3个未知类型的源和6个未关联类型的源.
