不需制备样品与获得期望强度的红外单光束谱（英文）

为扣除溶剂或其他背景组分的干扰,测量红外光谱时常常需要获得期望强度的高质量背景单光束谱。通常,实验上获得期望强度的背景谱是极其困难的。为实现这一重要且十分困难的目标,引进了杂化单光束谱的概念。同一溶液但不同厚度的b1和b2的两样品的单光束谱分别为b1和b2,则定义它们的线性组合α=αb1+(1-α)b2为杂化单光束谱,其中α(0≤α≤1)称为组分因子。调整组分因子α数值,就可以精确调控杂化谱的强度。在合适的条件下,杂化谱α与厚度为b2-αb2+αb1的真实样品的光谱高度类似,即b2-αb2+αb1≈α。因此,不用制备厚度为b2-αb2+αb1的样品,其单光束谱可以用α来替代。随着α变化,可以得到不同的α,厚度在b1和b2间的真实样品的单光束谱都可用相应的α来替代。实验结果证实,杂化谱提供了一种简单和易操作的扣除背景干扰的高效方法。     

真实谱_0e~(-K(αb_1+b_2-αb_2))与杂化谱α_0e~(-Kb_1)+(1-α)_0e~(-Kb_2)匹配条件

α(0≤α≥1)取值不同,真实谱αb0e-K(αb1+b2-α)2对应厚度不同。0e-Kb1和0e-Kb2已知情况下,每一α值对应一杂化谱(α-0e-Kb1+(1-α)0e-Kb2。如果0e-Kαb1+b2-αb)2≈α0eKb1+(1-α)0e-Kb2,则只需选择合适的α,就可以得到期望的真实谱αb0e-K(1+b2-αb)2,而不需要制备厚度为b(b=b2-αb2+αb1)的样品。杂化谱与真实谱高度匹配的条件与Kb2数值和b1/b2比值有关。b1越接近b2,真实谱与杂化谱匹配越好;Kb2越小,真实谱与杂化谱匹配越好。     

红外杂化单光束谱的性质

同一样品不同厚度(b₁和b₂)的两单光束谱ø_b1和ø_b2经线性组合得到杂化单光束谱ø_α=αø_b1+(1-α)ø_b2=αø₀e-Kb₁+(1-α)ø₀e-Kb₂,α为杂化系数。通过改变杂化系数α,就可获得任意强度的杂化谱ø_α。系统研究了杂化光谱ø_α的性质。研究表明,只要控制合适的条件,则厚度为(b₂-αb₂+αb₁)的真实样品的单光束谱ø_b(b=b₂-αb₂+αb₁)与杂化谱ø_α高度相似,ø_α的失真程度可忽略不计。也就是说,厚度在b₁～b₂间任一厚度b的真实样品的单光束谱都可用杂化谱ø_α来表达,ø_α≈ø_b。因此,不需制备厚度为b的样品,通过改变杂化系数α就可获得研究者所希望强度的单光束谱ø_b。杂化谱方法有望在扣除背景干扰等方面得到广泛应用。     

不需制备样品与获得期望强度的红外单光束谱

为扣除溶剂或其他背景组分的干扰,测量红外光谱时常常需要获得期望强度的高质量背景单光束谱。通常,实验上获得期望强度的背景谱是极其困难的。为实现这一重要且十分困难的目标,引进了杂化单光束谱的概念。同一溶液但不同厚度的b₁和b₂的两样品的单光束谱分别为Φ_b1和Φ_b2,则定义它们的线性组合Φ_α=αΦ_b1+(1-α)Φ_b2为杂化单光束谱,其中α(0≤α≤1)称为组分因子。调整组分因子α数值,就可以精确调控杂化谱的强度。在合适的条件下,杂化谱Φ_α与厚度为b₂-αb₂+αb₁的真实样品的光谱高度类似,即Φ_b2-αb2+αb1≈Φ_α。因此,不用制备厚度为b₂-αb₂+αb₁的样品,其单光束谱可以用Φ_α来替代。随着α变化,可以得到不同的Φ_α,厚度在b₁和b₂间的真实样品的单光束谱都可用相应的Φ_α来替代。实验结果证实,杂化谱提供了一种简单和易操作的扣除背景干扰的高效方法。     

双背景法扣除溶剂水峰及蛋白质热变性的研究

研究蛋白质水溶液的红外光谱(IR)谱时,由于溶剂水的强吸收与蛋白质的吸收峰会发生严重重叠,极大地干扰对蛋白质吸收峰的识别、定性、定量和结构分析.尝试利用杂化光谱法扣除溶剂水峰.采用双背景方法,用空白ATR晶体(背景样品1)与ATR水层(背景样品2)合成了单光束杂化背景谱,通过控制对背景样品1和背景样品2的扫描次数,合成...     

厄米-高斯光束在非Kolmogorov大气湍流中的传输性质

基于广义惠更斯-菲涅尔原理和非Kolmogorov(非K)谱,推导出了厄米-高斯光束在非K大气湍流中传输的束宽、角扩展以及M2因子的解析表达式.数值计算表明,在传输距离比较远(如z≥3km)时,厄米-高斯光束的束宽、角扩展和M2因子随广义指数参量α的增大而增加直到α=3.11时达到最大值后再随α的增大而减小;随湍流的内尺度l0的减小而增大;随外尺度L0的增加而增大(3.6α4).但是当广义指数参量α在3α3.6区间取值时,束宽和M2因子几乎不随外尺度的增加而变化.     

用光散射研究部分相容聚合物共混物的相间过渡层(英文)

在光散射的理论中 ,密度均方起伏η2在两相完全不相容的体系中 (界面间也不存在相互粘附 )η2 =Φ1Φ2 (α1-α2 )。对于界面间有相互作用或形成一定的相容区时 ,η2将变小 ,则有η2 =(α2 -α1) 2 (φ1φ2 -φ3/6)。α1、α2 为两组元分别的极化率 ,φ1、φ2 为两组元的体积分数。本文根据部分相容的聚合物共混体系中的分散相尺寸γ和积分不变量θ,可计算出φ3,并提出相间弥散层的概念 ,进而计算出弥散层的厚度 d,从而发展了光散射理论。激光小角散射计算的弥散层厚度 d与 X光小角散射计算的界面层厚度σb是相对应的。在计算中应用相关距离 ac代替分散性尺寸γ是可行的 (也可用均方旋转半径 R2g代替 )。文中给出了 PA6/PP合金的弥散层厚度 d和界面层厚度σb的计算结果 ,同时给出了 HIPS/Pc BR合金在熔体动态过程中两相间弥散层厚度的变化     

Fe掺杂对LaBa2Cu3Oy体系的红外光谱和电子顺磁共振谱的影响

我们成功合成了LaBa2Cu3-xFexOy(0≤x≤2.0)系列单相样品.X-光衍射分析显示,在x<2.0的整个掺杂区内样品皆保持为正交结构.晶格常数a,b和c随掺杂量的增加而增大.红外光谱(IR)表明:对于不掺杂的样品,在531cm-1和583cm-1附近有两个显著的吸收峰,分别相应于Cu(1)-O和Cu(2)-O的伸缩振动.在低掺杂区 (0≤x≤0.5),535cm-1峰随x增加向低频方向移动,当x＞0.5时,该声子振动模随x增加反而逐渐硬化.585cm-1处的红外峰在0≤x≤1.0范围内峰位基本不变.高Fe掺杂区(x＞1.0),体系的结构畸变很强,使上述两个红外峰宽化而变成一个宽峰.电子顺磁共振实验(EPR)揭示了不同含量的Fe掺杂对Cu2+的自旋关联行为的影响.本文对不同掺杂区的声子振动,晶格结构和自旋特征进行了分析讨论.     

LaBa2Cu3-xCoxOy体系中声子振动和自旋关联的研究

我们用X射线衍射,红外光谱以及电子顺磁共振等实验手段,对LaBa2Cu3-xCoxOy (0≤x≤1.0)系列样品进行了研究.研究表明:所有样品皆为单相正交结构.对于不掺杂的样品在535cm-1和585cm-1附近有两个显著的吸收峰,分别相应于Cu(1)-O(1) 和Cu(2)-O(2) 的伸缩振动.在低掺杂区(0≤x≤0.5)535cm-1处的红外峰随x增加向低频方向移动,而585cm-1处的红外峰位置基本不变.当x＞0.5时,这两个峰逐渐宽化,最后变成单个宽峰(x=1.0).掺杂样品在657cm-1处的声子振动模随掺杂量增加向高频方向移动,该峰为Cu(1)-O(4)的伸缩振动模.本文分析了晶体结构和声子振动以及自旋关联变化的相互关系.     

厄米-高斯光束在非Kolmogorov大气湍流中的传输性质

基于广义惠更斯-菲涅尔原理和非Kolmogorov(非K)谱,推导出了厄米-高斯光束在非K大气湍流中传输的束宽、角扩展以及M²因子的解析表达式.数值计算表明,在传输距离比较远(如z≥3 km)时,厄米-高斯光束的束宽、角扩展和M²因子随广义指数参量α的增大而增加直到α=3.11时达到最大值后再随α的增大而减小;随湍流的内尺度l₀的减小而增大;随外尺度l₀的增加而增大(3.6<α<4).但是当广义指数参量α在3<α<3.6区间取值时,束宽和M²因子几乎不随外尺度的增加而变化.     

Si对LaNi_5相关系与贮H_2性能的影响

本文用X射线多晶衍射方法和差热分析方法研究了LaNi_(5-x)Si_x(x≤1.25)的相关系,用排水取气法测量了样品的吸H_2性能,LaNi_5,的固溶体和新的三元化合物LaNi_4Si形成共晶体系,共晶温度1170℃,共晶点x=0.96,在单相区中LaNi_5,相点阵常数随Si替代量增加,a减小,c增大,三元化合物LaNi_4Si属正交晶系,点阵常数a=8.382,b=5.210,c=3.989。测量密度D_0=7.59g/cm~3,每单胞含两个化合式单位,可能的空间群为D_(2h)~5,C_(2v_~2和C_(2v)~4,它具有可逆的吸放H_2性能,吸H_2后形成氢化物LaNi_4SiH_3.6。La_(l-y)Si_yNi,系列样品吸H_2量随Si含量增加而很快下降,LaNi_(5-x)Si_x系列样品吸H_2量随Si含量的增加稍略下降,平台压力也下降,LaNi_(4.8)Si_(0.2)的生成自由能为476cal/mol H_2,固溶体氢化物的稳定性比LaNi_1高。     

使线偏振光变为圆偏振光——薄膜1/4波片的设计

在一个折射率为N_2的基片上,镀制一层折射率为N_1=(N_0·N_2)~(12),厚度为d_1=λ/4(N_1~2-N_0~2Sin~2φ_0)~(-1/2)的透明介质薄膜,当一束波长为λ的线偏振光以特定的方位角α,在合适的入射角φ_0下,倾斜辐射到薄膜表面上时,可得到的反射光线为圆偏振光。     

稀土元素Ce/Eu共掺杂对Bi-2201相微结构和超导电性的影响

我们采用传统固相反应法成功制备了系列多晶样品Bi_(1.6)Pb_(0.4)Sr_(2-x)(Ce_(1-y)Eu_y)_xCuO_z(x=0.1,0.2;0≤y≤1),并且用XRD和电阻率分别对其晶体结构和输运性质进行了研究.XRD结果表明,当Ce/Eu共掺杂量x=0.1时,样品成单相,当x=0.2时,会有杂相出现;随着Eu掺杂量的增加及相应Ce掺杂量的减少,样品的晶胞参数a,b稍有增大,晶胞参数c则显著增大;电阻率测量表明,随着Eu掺杂量的增加,样品的超导转变温度Tocnset可以提高到21K,Ce掺杂对超导电性有一定的抑制作用,而Eu掺杂却能够改善超导电性,其中Tconset随Ce/Eu掺杂量的变化可以用电荷转移模型进行合理解释.     

LaBa2Cu3-xZnxOy体系的结构和输运性质研究

我们用固相反应法合成了LaBa2Cu3-xZnxOy（0≤x≤1．0）系列样品．X-光衍射分析显示，在整个掺杂区内皆为正交结构，晶格常数α，b和c随掺杂量的增加略有增大．Zn含量的增加使体系正常态的电阻率上升．红外光谱（限）表明：对于不掺杂的样品，在531cm^-1和583cm^-1附近有两个显著的吸收峰，随掺杂量x的增加前者基本不移动，后者则向高频移动，强度略有减小．电子顺磁共振实验（EPR）揭示了Zn掺杂对Cu^2＋的自旋关联行为的影响．本文讨论了掺杂对结构、输运性质和自旋关联的影响．     

La_(2/3)Ca_(1/3)Mn_(1-x)Fe_xO_3化合物铁掺杂效应的Mssbauer谱研究

利用固相反应方法制备了名义成分为La2 / 3Ca1 / 3Mn1 -xFexO3(0 .0 1≤x≤ 0 .2 0 )的一系列样品 .在整个掺杂范围内晶体结构没有明显变化 .在室温下测量了各样品的M ssbauer谱 ,拟合结果表明 +3价高自旋态的铁离子占据锰的八面体晶位 ,随Fe掺杂量的增加 ,铁离子的 3d电子出现局域化趋势 ,并伴随Fe O配位体畸变程度的增强 .本文对此进行了讨论 .     

NdBa2Cu3-xMnxOy体系的结构和声子振动

利用X光衍射、红外光谱、电子顺磁共振等实验手段对多晶样品NdBa2Cu3-xMnxOy(0≤x≤0.3)的结构、声子振动和自旋关联情况进行了研究.结果表明:随着Mn掺杂浓度的增加,样品由四方结构转变为正交结构.红外谱的研究发现:所有样品在580cm-1附近都有一个峰,强度随着掺杂浓度的增加而增强,振动膜逐渐软化这和样品的微结构变化密切有关.ESR研究表明: NdBa2Cu3-xMnxOy体系在不掺杂或低掺杂浓度时只有很弱的自旋共振信号,进一步增加Mn含量,自旋信号增强,线宽降低,显示Mn掺杂浓度增加引起Mn离子的自旋局域化程度增强.本文讨论了掺杂对结构、红外谱和自旋关联的影响.     

在φ→3γ衰变末态分析中的运用

介绍了介子工厂 (DAΦNE)KLOE组的数据分析中运动学拟合程序TELESIS的运用 .利用KLOE 2 0 0 0年在e+e- 对撞能量Ecm =1 0 2 0MeV获取的部分数据开展→γη→ 3γ和→γπ0 → 3γ的分析 ,得到介子的产生截面σe+ e- →=( 4.0 4± 0 .0 4± 0 .2 4 ) μb ,以及→γπ0 → 3γ的分截面σ→γπ0 →3γ=( 5.3± 0 .3± 0 .6)nb .这些结果与理论预言以及俄国新西伯利亚的VEPP(CMD 2 ,SND ,ND各探测器 )的相应结果一致 .     

相位差因子调控的Ince-Gaussian光束空间模式分布

提出了一种基于奇偶模初始相位差因子调控的新型Ince-Gaussian(IG)光束,即PIG(Ince-Gaussian beam with phase difference)光束。对传统IG光束偶模施加具有初始相位差φ的e指数相位因子,将偶模与奇模进行线性叠加后得到了PIG光束。在其他参数相同的条件下,重点研究了初始相位差调控因子对PIG光束空间模式的调控特性。数值模拟和实验结果表明:当参数φ在0到π区间上连续取值时,可实现正负涡旋PIG光束的连续变换;当φ=π/2时,中间状态涡旋消失;调节φ使其为π的整数倍,可以实现正负涡旋模式的跳变切换;当调节φ为π的半整数倍时,该光束可实现光瓣在椭圆轨迹上的精确位移控制。PIG光束为微粒操纵及光束微雕刻等领域提供了额外的调控自由度。     

相位差因子调控的Ince-Gaussian光束空间模式分布EI北大核心CSCD

提出了一种基于奇偶模初始相位差因子调控的新型Ince-Gaussian(IG)光束,即PIG(Ince-Gaussian beam with phase difference)光束。对传统IG光束偶模施加具有初始相位差φ的e指数相位因子,将偶模与奇模进行线性叠加后得到了PIG光束。在其他参数相同的条件下,重点研究了初始相位差调控因子对PIG光束空间模式的调控特性。数值模拟和实验结果表明:当参数φ在0到π区间上连续取值时,可实现正负涡旋PIG光束的连续变换;当φ=π/2时,中间状态涡旋消失;调节φ使其为π的整数倍,可以实现正负涡旋模式的跳变切换;当调节φ为π的半整数倍时,该光束可实现光瓣在椭圆轨迹上的精确位移控制。PIG光束为微粒操纵及光束微雕刻等领域提供了额外的调控自由度。     

(Pb0.97La0.02)(Zr0.65Sn0.35-xTix)O3反铁电陶瓷的热膨胀性质

在-100～200℃温度范围内，测量了(Pb0．97La0．02)(Zr0．65Sn0．35-xTix)O3(PZST，0．1≤x≤0．14)反铁电陶瓷的热膨胀性质．实验结果表明，组分在0．1≤x≤0．12的试样室温下为反铁电(AFE1)四方相，热膨胀系数(α)在低温段发生“弯曲”，而变温x射线衍射谱(XRD)显示材料保持四方相结构；当Ti含量在0．125≤x≤0．14时，室温下是铁电三方相(FER)，温度升高时FER→AEE1相变体积收缩，AEE1→立方顺电(PEc)相变体积增大；变温XRD谱证明了材料相结构随温度的转变过程．用多元复杂化合物存在纳米线度组分非均匀的观点解释了热膨胀性质随Ti含量演化的物理机理，并得到了该系统的温度-Ti(x)含量相图．