脉冲激光气相沉积法制备钴纳米薄膜实验研究(完整版)实用资料

脉冲激光气相沉积法制备钴纳米薄膜实验研究（完整版）实用资料(可以直接使用，可编辑完整版实用资料，欢迎下载）

第16卷第4期脉冲激光气相沉积法制备钴纳米薄膜实验研究（完整版）实用资料(可以直接使用，可编辑完整版实用资料，欢迎下载）强激光与粒子束Vol.16,No.42004年4月HIGHPOWERLASERANDPARTICLEBEAMSApr.,2004文章编号:100124322(20040420449204脉冲激光气相沉积法制备钴纳米薄膜实验研究Ξ张超1,2,吴卫东1,2,程新路1,杨向东1,许华2,陈志梅2,唐永建2,孙卫国1,陈正豪3,周岳亮3,何英杰1,2,谢军2(1.四川大学原子与分子物理研究所,四川成都610064;2.中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳621900;3.中国科学院物理研究所,北京100080摘要:采用脉冲激光沉积技术制备了钴纳米薄膜,分析和讨论了不同背景气压和脉冲频率对钴纳米薄膜表面形貌的影响及纳米微粒的形成机理。实验结果表明:在低背景气压下,等离子体羽辉自身粒子之间的碰撞占主导作用,容易形成液滴;在较高背景气压下,等离子体羽辉边缘粒子和背景气体粒子之间的碰撞占主导作用,容易形成小岛并凝聚成微颗粒;在4Hz的脉冲重复频率和5Pa背景气压下生长出单分散性良好的钴纳米颗粒。关键词:脉冲激光气相沉积;钴;单分散性;纳米薄膜中图分类号:TN304.05;TN249文献标识码:A由于晶体粒径进入纳米级后产生的量子尺寸效应、量子限域效应和界面效应,使得纳米晶体的性能在光、电、声、磁等诸多方面发生变化,有些甚至是突变性的,从而使晶体的光电子性能研究有可能取得重大突破[1～3]。金属钴作为一种强磁性物质和重要的信息功能材料,在超高密度信息存储、单电子器件、磁密封以及催化领域有着广阔的应用前景,得了广泛的研究[4～6],而制备窄粒径分布的单分散性钴纳米颗粒更是当前研究的热点之一。制备纳米颗粒的技术很多,诸如球磨法、胶体化学法、电沉积和溅射法等等[7～9]。同其它方法相比,脉冲激光沉积技术(PLD具有操作简单,沉积速率较高等优点。但是用脉冲激光沉积技术制备的纳米颗粒的生长过程十分复杂,仍没有被完全认识。为了弄清楚实验参数对纳米颗粒平均粒径的影响以及纳米颗粒的生长机理,我们做了一系列的实验来研究形成单分散性金属纳米颗粒所需要的最佳条件。Fig.1Schematicdiagramofpulsedlaserdepositionapparatus图1脉冲激光沉积系统装置示意图1实验方法1.1实验原理制备钴纳米薄膜的脉冲激光沉积系统如图1所示。准分子脉冲激光束聚焦后作用于真空室内的钴靶材表面,靶在极短的时间内被加热熔化、气化,并在表面产生高温高压钴等离子体,该等离子体在垂直于靶材表面方向局域膨胀发射,从而在基片上凝聚成核进而形成薄膜。该过程通常可分为三个阶段:(1激光辐射与靶的相互作用,(2等离子体的定向局域等温绝热膨胀发射,(3激光等离子体与基片表面的相互作用及薄膜核的形成和生长[10]。1.2样品制备采用KrF准分子脉冲激光器(波长为248nm,脉冲宽度为20ns,激光经过激光扫描装置并经过透镜聚焦后以45°打在高纯钴(99.9%靶材表面。激光扫描装置采取x2y扫描方式,其主要目的是使脉冲激光束能均匀的打在靶面上,从而得到均匀的薄膜;而且x2y扫描方式可以使靶表面形成一方形(不一定为正方形的烧蚀面,从而延长靶材的使用寿命。图1中窗口1为激光(248nm入射口,窗口2和3为观察窗口,4为背景气体入口。沉积过程中的实验参数如表1所示,其中,lt-s表示靶与基片的距离,τ,E,f,λ分别为激光脉冲宽度、能量、Ξ收稿日期:2003210215;修订日期:2004202223基金项目:国家自然科学基金资助课题(10276037;国家863计划项目和中国工程物理研究院激光聚变研究中心创新基金资助课题作者简介:张超(1978—,男,硕士研究生,主要从事薄膜物理的研究;E2mail:ny-zc@。表1脉冲沉积过程中的实验参数Table1ParametersofpulsedlaserdepositionsubstrateSi(111targetColt-s/cm5.5p0/Pa2×10-4τ/ns20pH/Pa10-2～10E/mJ120plusenumber360f/Hz2,4Ts/K300λ/nm248ω/Hz20频率、波长,p0为本底气压,pH为背景氢气压强,Ts为衬底温度,ω为靶材转动频率。由于靶材表面的形貌会改变,为了避免由此而造成微颗粒的溅射和薄膜表面微液滴的出现[11],以及沉积速率降低[12]等问题的产生,在沉积过程中,靶材以20Hz的频率转动。此外,为了防止靶材表面氧化层沉积到基片表面,先用挡板遮着基片预打靶几min,然后移开挡板开始镀膜。影响薄膜质量的因素有很多,如基片温度、能量密度、靶基距、背景气压、激光频率、激光波长等。本文通过改变背景气压(高纯氢气和激光重复频率的方法,分析了室温条件下氢气压力对钴纳米薄膜表面形貌的影响。钴薄膜的表面形貌采用DigitalInstrumentNanoscopeIIIa型原子力显微镜(AFM以接触模式进行测试,形貌分析数据由该设备相应的软件给出。2实验结果当激光脉冲重复频率为2Hz时,薄膜表面形貌随背景气压的变化情况如图2所示,氢气压力从1.5×10-2Pa上升到10Pa。从图中可以看出,钴纳米薄膜的表面形貌和背景氢气压力之间有着明显的依赖关系。当背景气压低于5×10-1Pa时形成了连续的钴纳米薄膜,连续的薄膜上面呈现出一些分布不是很均匀的鹅卵状小丘,这很可能是激光与靶材相互作用产生的液滴所造成的,而且随着背景气压的升高,这些小丘有逐渐变小的趋势,较大的颗粒明显减少。当背景气压在5Pa左右时形成了单分散性的纳米颗粒,而在10Pa附近时则形成Fig.2AFMmicrographofsamplesurfaceofnano2cobaltthinfilmatarepetitionrateof2Hz图22Hz脉冲频率下钴纳米薄膜的AFM图Fig.3AFMmicrographofsamplesurfaceofnano2cobaltthinfilmatarepetitionrateof4Hz图34Hz脉冲频率下钴纳米薄膜的AFM图054强激光与粒子束第16卷了有针孔的网络状结构。当激光重复频率为4Hz,背景氢气压力分别为3.8,5和9.6Pa时,钴纳米薄膜的表面形貌如图3所示。可以看出在此条件下,钴纳米颗粒薄膜呈单分散性生长,颗粒分布十分均匀。在压力约为4Pa时,颗粒的团聚作用明显,形成了较大的颗粒聚合体;而在9.6Pa时,颗粒近似成球状,且密度增大,分布更加密集。3分析与讨论大量的实验和理论研究[13～15]表明,在激光与靶材作用中,会形成垂直于靶材表面并在空间一般成cosnθ(2≤n≤6分布的等离子体羽辉。在真空状态下,等离子体羽辉自身熔蚀粒子的碰撞决定着等离子体羽辉的角分布[14,15];而在存在背景气体时,还必须考虑等离子体边缘粒子和背景气体之间的碰撞作用[16];在背景气压为几十Pa的区域内,冲击波模型可以很好地描述它们之间的相互作用[17,18]。当熔蚀粒子的密度和能量不高时,等离子体羽辉和背景气体的相互作用可以认为是分子束被背景气体粒子弹性散射,如在较低的背景气压(p≤0166Pa下,观察到了由于弹性碰撞而使分子束衰减的现象[19]。此外,背景气体使熔蚀粒子的背散射增加也是影响沉积过程的一个重要因素,熔蚀粒子和背景气体的碰撞使到达基底的熔蚀粒子的数量减少。图2(a～d是在较低的背景气压下所得到的薄膜,等离子体羽辉内部粒子之间的碰撞是主要因素。上述理论可以部分地解释薄膜的形成机理,在低背景气体压力下,熔蚀粒子所形成的等离子体羽辉体积较大而其中的原子或离子的密度较小,粒子的平均自由程也较大,熔蚀粒子几乎没有受到碰撞就到达基底,从而在薄膜表面出现了微液滴状的颗粒[20]。随着背景气压的升高,等离子体羽辉与背景气体粒子之间的相互作用成为影响薄膜形成的主要因素。此时背景气体对等离子体羽辉的限制作用增强,等离子体的体积减小,粒子之间碰撞的几率增大,到达基底的粒子的平均能量减小[15],粒子的迁移能力减弱,从而形成小岛和高密度核,这些小岛最后很快凝聚形成微颗粒。图3表明了形成的纳米量级的微颗粒。由于背景气压的增大,熔蚀粒子的背散射增强,薄膜的沉积速率降低,这也是形成单分散性纳米颗粒的主要原因。对比图2(f和图3(c可以发现,在激光能量密度和背景气压一定、脉冲频率较低的条件下,在薄膜的表面形成了带针孔的网络状结构;而脉冲频率较高时针孔消失,清晰的核形成并继而凝聚形成岛状的十分均匀、细密的颗粒结构,用原子力显微镜观察,发现其粒径大都在15～25nm之间。激光脉冲频率是影响薄膜质量的重要因素,它决定了沉积速率和外延层表面的光滑程度,高的重复频率可以提高沉积速率,但不能使沉积在基片上的粒子有充分的时间进行迁移和重构,最终形成近似岛状的小颗粒。这与ChanLC在研究YBCO时的结果也是一致的[20]。从这些AFM图可以看出,在沉积过程中适当的通入一定量的背景气体不仅可以减少薄膜表面微液滴的出现,而且更有利于纳米颗粒的形成。沉积粒子与基片之间的相互作用能是影响薄膜生长模式的主要原因,低的背景气压下沉积粒子与基片之间的作用能较大,粒子的迁移能力强,从而出现微液滴和层状生长的连续薄膜;背景气压升高后,沉积粒子与基片之间的相互作用减弱,导致岛状颗粒的形成。4结论用PLD法在Si(111基片上制备了钴纳米薄膜,并生长出了单分散性良好的钴纳米颗粒和有针孔的网络状结构。AFM分析表明背景气压变化对薄膜表面形貌变化有着重要的影响。在真空或较低的背景气压下(小于等于5×10-1Pa,等离子体羽辉自身粒子之间的碰撞占据主导作用,而在较高的背景气压下(几十Pa等离子体羽辉边缘粒子和背景气体粒子之间的碰撞则成为主要因素,此时冲击波模型可以很好的描述其相互作用。脉冲频率对薄膜的形貌也有重要影响,高的脉冲频率更有利于颗粒膜的形成。在4Hz脉冲频率、5Pa背景气压下生长出了单分散良好的钴纳米颗粒。致谢:感谢高党忠老师在原子力显微镜测试方面给予的帮助!参考文献:[1]KodamaRH,EdelsteinAS.Synthesisandcharacterizationofmagneticnanocompositefilms[J].JApplPhy,1999,85(8:4316—4318.[2]AndresRP,BeinT,DorogiM.Coulombstaircaseatroomtemperatureinaself2assembledmolecularnanostructure[J].Science,1996,272:1323—1325.[3]BlackCT,MurrayCB,SandstormRL,etal.Spin2dependenttunnelinginself2assembledcobalt2nanocrystalsuperlattices[J].Science,2000,290:1131—1134.[4]SunSH,MurrayCB.Synthesisofmonodispersecobaltnanocrystalsandtheirassemblyintomagneticsuperlattices[J].JApplPhy,1999,85:4325—4330.[5]GrafH,VanceaJ,HooffmannH.Single2electrontunnelingatroomtemperatureincobaltnanoparticles[J].ApplPhysLett,2002,80:1264—1266.[6]ShimaT,MoriguchiT,MitaniS,etal.Low2temperaturefabricationofL10orderedFePtalloybyalternatemonatomiclayerdeposition[J].ApplPhysLett,2002,80:288—290.[7]MeiklejohnWH,BeanCP.Newmagneticanisotropy[J].PhysRev,1957,105:904—913.[8]ChenJP,SorensenCM,KlabundeKJ,etal.Enhancedmagnetizationofnanoscalecolloidalcobaltparticles[J].PhysRevB,1995,51:11527—11532.[9]KitakamiO,SatoH,ShimadaY,etal.Sizeeffectonthecrystalphaseofcobaltfineparticles[J].PhysRevB,1997,56:13849—13854.[10]吴卫东,许华,魏胜,等.脉冲激光气相沉积技术及在ICF薄膜靶制备中的应用[J].强激光与粒子束,2002,14(6:873.(WuWD,XuH,WeiS,etal.PulselaservapordepositiontechnologyandapplicationinfabricationoftheICFfilm2targets[J].HighPowerLaserandParticleBeams,2002,14(6:873[11]VandeRietE,NillesenCJCM,DielemanJ.Reductionofdropletemissionandtargetrougheninginlaserablationanddepositionofmetals[J].JApplPhy,1993,74:2021—2021.[12]FoltynSR,DyeRC,OttKC,etal.TargetmodificationintheexcimerlaserdepositionofYBa2Cu3O7∃xthinfilms[J].ApplPhysLett,1991,59:594—596.[13]VenkatesanT,WuXD,InamA,etal.ObservationoftwodistinctcomponentsduringpulsedlaserdepositionofhighTCsuperconductingfilms[J].ApplPhysLett,1988,52:1193—1195.[14]UrbassekHM,SiboldD.Gas2phasesegregationeffectsinpulsedlaserdesorptionfrombinarytargets[J].PhysRevLett,1993,70,1886—1889.[15]SiboldD,UrbassekHM.Effectofgas2phasecollisionsinpulsed2laserdesorption:athree2dimensionalMonte2Carlosimulationstudy[J].JApplPhys,1993,73:8544—8551.[16]KoolsJCS.Monte2Carlosimulationsofthetransportoflaser2ablatedatomsinadilutedgas[J].JApplPhys,1993,74:6401—6406.[17]DyerPE,IssaA,KeyPH.Dynamicsofexcimerlaserablationofsuperconductorsinanoxygenenvironment[J].ApplPhysLett,1990,57:186—188.[18]GuptaA,BrarenB,CaseyKG,etal.DirectimagingofthefragmentsproducedduringexcimerlaserablationofYBa2Cu3O7∃X[J].ApplPhysLett,1991,59:1302—1304.[19]ItinaTE,MarineW,AutricM.Monte2Carlosimulationofpulsedlaserablationfromtwo2componenttarget[J].JApplPhys,1997,82(7:3536—3542.[20]ChenLC.Pulsedlaserdepositionofthinfilms[M].NewYork:Wiley,1994.Fabricationofcobaltnano2thinfilmbypulsedlaserdepositiontechnologyZHANGChao1,2,WUWei2dong1,2,CHENGXin2lu1,YANGXiang2dong1,XUHua2,CHENZhi2mei2,TANGYong2jian2,SUNWei2guo1,CHENZheng2hao3,ZHOUYue2liang3,HEYing2jie1,2,XIEJun2(1.InstituteofAtomandMoleculePhysics,SichuanUniversity,Chengdu610064,China;2.ResearchCenterofLaserFusion,CAEP,P.O.Box9192987,Mianyang621900,China;3.InstituteofPhysics,theChineseAcademyofSciences,Beijing100080,ChinaAbstract:Thispaperdescribesthefabricationofcobaltnano2thinfilmsbypulsedlaserablationofcobalttargetinahydrogenbackgroundgas.KrFlaserandx2ylaserscanningapparatusisused,andcobalttargetisrotatedatarateof20Hz.Thedepositionenvironmentanditseffectonthinfilmsurfacemorphologyareanalyzed,andmechanismofformingparticlesisdiscussed.Theresultsshowthatunderlowerbackgroundgaspressureitinclinestoformdropletbecausethecollisionamongplasmasthemselvesisprominent.Whileislesandthenformparticlesagglomerateunderhigherbackgroundgaspressure.Monodispersedcobaltnanoparticlesgrowatarepetitionrareof4Hzand5Pabackgroundgas.Keywords:Pulsedlaserdeposition;Cobalt;Monodisperse;Nano2thinfilms联合波叠加法的全息理论与实验研究3李卫兵陈剑毕传兴陈心昭(合肥工业大学噪声振动工程研究所,合肥230009(2005年3月15日收到;2005年8月20日收到修改稿当空间声场中同时存在多个相干声源时,运用常规近场声全息方法无法重建每个相干声源表面的声学信息,当然也无法预测每个声源单独产生的空间声场,相干声场的全息重建与预测已成为全息技术推广应用过程中亟待解决的问题.在提出联合波叠加法并将其应用于空间声场变换的基础上,对其进行了实验研究.通过对实际相干声场的全息重建与预测,验证了常规波叠加法在相干声场重建中的局限性、联合波叠加法在相干声场全息重建与预测过程的可行性和准确性,还研究了Tikhonov正则化方法在抑制声学逆问题的非适定性中的有效性和滤波系数的选择原则的可行性,以提高全息重建与预测的精度.关键词:近场声全息,联合波叠加,相干声场,TPACC:4320,43633国家自然科学基金(批准号:10504006及教育部重点项目(批准号:02126资助的课题.E-mail:hf-lwb@sina11引言近场声全息技术作为声学逆问题的一个分支[1—3],已经发展成为一种声源识别和声场辐射问题研究的有效技术.它只需测量声源附近全息面上的复声压数据,就可以重建与预测整个三维空间的声压场、质点振速及声强矢量场,因而对有效地进行噪声源识别、控制和声辐射特性的研究具有重要意义[4—15].上世纪80年代初,Williams提出了基于空间声场变换的近场声全息方法[4—6];但它只能重建平面、柱面及球面等可分离变量的空间声场,因而在一定程度上限制了其适用范围.为了克服这一缺点,Veronesi和Maynard在1989年提了基于边界元法的近场声全息技术;它可以分析具有任意表面形状的内部和外部声辐射场,但在重建声源表面声场时存在奇异积分和解的非唯一性问题[7—12].为了避免奇异积分问题,Koopmann等提出了波叠加技术[13,14].文献[15]将其应用于单源声场的重建与预测,并且取得了很好的效果.但实际声场通常存在多个声源,对于非相干声源,可以采用常规波叠加法;对于相干声源,由于常的标量声压,所以无法重建相干声场中单个相干声源表面的声学信息,也就无法预测单个相干声源所辐射的空间声场,给噪声源辐射特性的分析及其控制带来许多不便,所以相干声场的全息重建已经成为全息技术推广过程中亟待解决的问题.由于辐射声源之间的相互影响是十分微弱的,并且对于非理论声源也无法了解它们之间的相互作用,所以本文所研究的相干声场,都忽略了相干声源之间的相互作用,大量的实验和仿真结果也表明这种处理是可行的.本文提出了联合波叠加法,并将其应用于相干声场的全息重建与预测.它利用相干声场的可叠加性,通过构造全息面与多个相干声源之间的联合声压匹配矩阵,精确地重构出各个相干声源的表面声学信息,进而分别预测每个相干声源的空间声场分布,再叠加以获得整个相干声场的空间分布,从而实现了相干声场中单个相干声源表面声学信息的重建及其辐射声场的预测.详细地介绍了采用联含波叠加法实现相干声场重建与预测的实验过程,并且采用Tikhonov正则化方法来抑制声学逆问题中的非适定性,以提高全息重建与预测的精度;还对Tikhonov正则化方法中滤波系数的选择进行了探讨,得出了一些重要的结论.第55卷第3期2006年3月100023290Π2006Π55(03Π1264207物理学报ACTAPHYSICASINICAVol.55,No.3,March,2006ν2006Chin.Phys.Soc.21联合波叠加法的基本理论2111基于常规波叠加法的声全息理论理想流体媒质中,由表面法向振速已知的声源产生的小振幅时间谐振声场,其在无限域中引起的外部声辐射问题可以Helmholtz方程描述为Δ2p(r+k2p(r=0,(1式中p(r为点r上的复声压;k=ωΠc=2πΠλ为声波数,c为声速,λ为声波长,ω为角频率.如图1所示的声辐射外问题中,S为声源的闭合表面,其外部区域为E,内部区域为D.现假设在D域中,所有的等效简单源连续分布在一虚构的闭合曲面上,将该等效声源体记为O,则满足(1式的空间声场中任意点r处的复声压可以用波叠加积分公式表示为p(r=iρo(r,(其微分形式为u(r=∫Oq(roΔg(r,rodO,(3式中,ro为O上的任意一点,p(r和u(r分别为点r处的声压和振速矢量,q(ro为位于点ro处的等效简单源的源强“Δ”为梯度运算符.图1声源与声场各域之间的位置关系等效源的连续分布无法实现计算,所以实际采用的是在虚构曲面上放置若干个简单源来代替的办法,设N为简单源的单个数,且表面S上有M(M≥N个边界结点。则针对这M个边界结点,(2,(3式表示成矩阵形式为Ps=DQ,(4U=EQ,(5式中,Ps=[p(rs1p(rs2…p(rsM]T为声源表面声压列向量;U=[u(rs1u(rs2…u(rsM]T,为声源表面边界结点处的法向振速列向量;Q=[q(ro1q(ro2…q(roN]T为等效源序列的源强列向量;D,E分别为等效源序列与声源表面之间的声压与法向振速匹配矩阵,且Dmn=iρckg(rsm,ron,(6Emn=9g(rsm,ronΠ9nrsm,(7式中,9Π9nrs为曲面S在点rs处的外法向导数。设全息面上有M个测量点rhm,则同样有Ph=HQ,(8式中,Ph为等效源序列与Hirhm,ron.(9:由(8式求出等效源序列的源强列向量Q,将其代入(4,(5式中即可重建出声源表面S上的声压Ps与法向振速U,实现声场的全息重建;将其代入(2,(3式中即可预测声场中任意场点处的声压p(r与振速矢量u(r,实现声场的全息预测.2121误差分析及正则化处理假设全息面测量声压P~h为其真实值Ph和随机误差Phe之和,即P~h=Ph+Phe.(10为了更好地分析Phe对Q的计算结果的影响,先对H做奇异值分解得H=Vdiag(Λ1,Λ2,…,ΛNWH,(11式中Λ1≥Λ2≥…≥ΛN≥0,(12vHivj=δij,wHiwj=δij,(13式中,Λi代表奇异值;vi和wi分别是左、右奇异矢量.运用(11式,可得到Q=Ni=1〈P~Λiwi(14式中〈,〉表示求内积。随着i的增大,奇异值Λi会越来越小,则wi的权重系数增大;从而使随机测量误差Phe的影响被放大.所以必须采取相应的滤波措施来抑制Phe对56213期李卫兵等:联合波叠加法的全息理论与实验研究计算结果的影响.正则化滤波的主要宗旨是抑制(14式中对重建结果贡献小,而对误差非常敏感的较小奇异值的影响.通常采用的方法是对(14式中的每项加上滤波因子,这样就有Qreg=∑Ni=1fi〈P~h,vi〉Λiwi,(15式中,fi为滤波系数,滤波系数随着奇异值Λi的减小而趋近于零,这样就削弱了其对误差的敏感性.根据不同的滤波系数选择方法,正则化方法可以分为好几种.其中Tikhonov正则化方法是应用比较多的一种有效方法,它的主要思想是使由(15式求得的Qreg满足解的残余范数‖HQreg-P~h‖2和解的范数‖Qreg‖2之间的联合加权达到最小,也就是minQreg‖HQreg-P~h‖22+λ22,(满足上式的QQreg=i=1Λ2Λ2i+λ2P〉Λiwi,(17式中λ>0为正则化滤波系数,Qreg只受λ影响.且(15式中fi=Λ2iΠ(Λ2i+λ2.由(17式可以看出,滤波系数λ的选取对正则化结果有着非常关键的影响.λ的选择一般采用L曲线法则[16].2131联合波叠加法当空间声场为相干声场时,测量声压是多个相干声源在全息面上产生的声压叠加,而现有的仪器和设备是无法将每个声源各自产生的声压分离开来的.对某个具体声源而言,测量声压既包含了该声源自身在全息面上产生的声压,也包含了其余声源在全息面上产生的声压.若仍然采用常规波叠加方法来重建该声源的表面信息时,则其余声源在全息面产生的声压会以噪声的形式叠加在该声源自己在全息面上产生的声压上.而全息重建属于声学逆问题,测量数据的微小误差都会对重建结果产生很大影响甚至是产生毫无意义的重建结果,所以无法通过常规波叠加方法来实现相干声源表面声学信息的重建.为此,下面介绍联合波叠加方法的基本原理.假设空间声场中同时存在K个辐射源,每个辐射源在全息面上点rh处产生的复声压为pk(rh,则根据相干声场的可叠加性知全息面上点rh处的测量声压p(rh为p(rh=∑Kk=1pk(rh,(18则对全息面上的M个测量点,结合(8式可得Ph=∑Kk=1HkQk,(19式中,Hk为第k个辐射源的等效源序列与全息面之间的声压匹配矩阵,Qk为第k个辐射源的等效源序列的源强列向量.将各个相干源的Hk及其对应Qk分别进行合并,即令HT=[H1,,,HK],(20QT1QT,(21T,上标T表示转置矩阵.则有Ph=HTQT.(22(22式与(8式具有相同的形式,则结合前面介绍的正则化方法即可求得QT(reg,对QT(reg进行列向量分解可分别得到K个声源的等效简单源的源强列向量Qk(reg,再运用和常规波叠加法相同的步骤即可实现每个声源单独产生的声场的重建与预测,叠加后则可实现相干声场的重建与预测.这就是联合波叠加法的基本原理和其全息重建与预测公式.31实验研究实验是在半消声室中完成的,测量装置如图2所示.实验中发声装置为两只尺寸相同的音箱,相干声场频率为630Hz.两音箱的前端面同在平面x=7cm上,两者纸盆中心的位置坐标分别为(7cm,-20cm,0和(7cm,20cm,0,纸盆中心距地面1.32m.全息面为1m×1m的平面,全息面上均匀分布21×21个测点,全息面与音箱前端面之间的平行距离为0.15m,且全息面中心对准空间坐标原点.计算过程中,每个音箱的外表面均匀地分布54个结点,在音箱的角边处采取稍离结点法进行网格结点的划分[17];等效简单源位于音箱表面结点背离分析域(即位于音箱内部的法向方向上,每个等效简单源与其对应的表面结点之间的距离为该结点所6621物理学报55卷图2半消声室中的实验系统照片在平面与坐标原点之间距离的0.2倍.实验过程中,时域声压信号由图2中固定在两音箱附近的参考传声器和在全息面上扫描移动的11只扫描传声器测量.图3声压.图3全息面声压(a全息面声压幅值;(b全息面声压相位3111常规波叠加法的局限性验证下面采用常规波叠加法来重建图2所示的相干声场中左边音箱(记为1号音箱的表面法向振速,以验证常规波叠加法在单个相干声源表面声学量重建过程中的局限性.图4所示即为常规波叠加法重建的1号音箱表面法向振速.音箱纸盆实际位置在前端面左右方向的中间、距上端面0.135m处.显然,图4所示的表面法向振速与纸盆的实际位置不符;并且从图4可以发现:1号音箱右侧面和后端面的法向振速也比较大,而且前端面上纸盆位置也向右侧偏移,这是由于在重建1号音箱表面法向振速时,采用的是1号和2号音箱在全息面上产生的声压之和作为全息声压,而2号音箱的声压贡献必然在离其相对比较近的1号音箱的前端面、右侧面和后端面上反映出来,这样就出现了图4所示的重建结果.图41号音箱表面法向振速分布常规波叠加法无法准确重建相干声场中各个相干声源表面声学量,当然也无法对每个相干声源产生的空间声场进行全息重建与预测,这对相干声源的辐射特性和其辐射声场的研究和控制带来不便.所以图4的重建结果充分证明了常规波叠加法在相干声场全息重建与预测过程中的局限性.3121联合波叠加法对相干声场的重建与预测为了验证本文提出的联合波叠加法在单个相干声源表面声学量重建与其辐射声场预测,及整个相干声场全息重建与预测过程中的有效性和准确性,以及忽略相干声场中相干声源之间的相互作用在实际应用中的可行性,下面采用联合波叠加法来重建与预测1,2号音箱产生的相干声场.图5所示的1,2号音箱表面法向振速分布情况,准确地显示了两音箱的纸盆位置.同时从图5也可以发现2号音箱的纸盆振动较1号音箱要大,实际测量发现,2号音箱的纸盆中心前5mm处的声压级比1号音箱相同位置处的声压级高1dB.76213期李卫兵等:联合波叠加法的全息理论与实验研究图51,2号音箱表面法向振速分布为了进一步验证联合波叠加法在整个相干声场重建与预测过程中的有效性和准确性,选取平面x=0.105m为相干声场的全息预测面.图6所示为预测面第11测量声压幅值之间的比较情况.图6预测面第11行计算声压幅值和测量声压幅值定义其计算的预测面声压幅值的相对误差为η=∑NTi=1|pi-p—i|2Π∑NTi=1|p—i|2,(23式中,NT为所有预测表面节点总数,pi和p—i分别为第i个节点上计算和测量声压.则滤波时,联合波叠加法计算的预测面声压幅值的相对误差η=18182%.同样的方法可以计算滤波时,图6所示的第11行上的计算声压幅值的相对误差为6.67%.可见虽然在整个预测面上的预测精度不是很高,但是在正对音箱纸盆区域上的预测精度还是很高的.其原因是由于全息面边缘区域上测量声压信号的信噪比较中心区域要低,而对应的预测面边缘区域上计算声压又主要受全息面边缘区域的测量声压影响,所以预测面边缘区域的重建精度比中心区域要低很多,从而使整个预测面的精度降低.图5中所示的表面法向振速分布情况和以上计算的预测相对误差,充分证明了联合波叠加法在相干声场预测过程中的准确性.在以上相干声源表面声学量的重建和相干声场的预测过程中,都忽略了相干声源之间的相互作用,这也验证了本文为了简化计算过程而忽略相干声源之间的相互作用在实际应用中是可行的.3131Tikhonov正则化滤波的作用及滤波系数的选择图6所示的未滤波计算声压幅值,由于没有采用正则化滤波抑制全息面上测量误差对计算结果的影响,.并且6.67%下降为88.,Tikhonov,同时也表明只要选择合适的滤波系数,重建与预测结果的精度是非常高的.Tikhonov正则化滤波方法实施的关键是滤波系数λ的选择,根据2.2节的讨论可知,滤波系数可以根据L曲线准则来确定.但是由于影响重建与预测结果的因素是多方面的,所以该准则在实际过程中要灵活运用.图7L曲线由于所绘制的L曲线变化比较平滑,所以拐点不是很明显.但是从其变化的趋势看,拐点的大概位置应在0.01≤λ≤0.2之间,所以可以在这个区间内选取若干点,比较预测的效果,选择合适的滤波系数,以获得最佳的重建与预测效果.按照上述的滤波系数选择方法,选定滤波系数为0.05.图5和图6中8621物理学报55卷3期李卫兵等:联合波叠加法的全息理论与实验研究1269采取滤波措施时的滤波系数均为0.05,这充分说明了该滤波系数选择方法的有效性.图4所示的重建结果也是正则化滤波以后得到的,滤波系数为0.1,由于2号音箱在全息面上产生声压全部以噪声的形式体现在1号音箱的表面法向振速的重建过程中,所以虽然进行了滤波,也不可能获得准确的结果.得到有效解决;分析了测量误差对重建与预测结果的影响,提出用Tikhonov正则化滤波方法来抑制误差的影响,讨论了滤波系数的选择问题.通过实验验证了常规波叠加法的局限性、联合波叠加理论推导的正确性、Tikhonov正则化滤波方法的有效性和滤波系数选择准则的可行性.理论分析和实验结果表明:联合波叠加法解决了相干声源表面声学量重建及其单独辐射声场的全息预测问题,有利于更加深入和具体地了解辐射源的辐射特性及其辐射声场的空间分布特点,为相干噪声源的识别和控制提供了有力手段,拓宽了全息技术的应用范围.41结论[1][2][3][4][5]68340[6]1395[7][8][9]提出了联合波叠加法,将其应用于相干声场的全息重建与预测过程,解决了常规波叠加法在相干声源表面声学量重建及其辐射声场的全息预测过程中的局限性,使得相干声场的全息重建与预测问题YYX,MiaoGP2000ActaPhys.Sin.512038(inChineseou[10][11][12][13]BaiMR1992J.Acoust.Soc.Am.92533KBK,IhJG1996J.Acoust.Soc.Am.1003003imKBK,IhJG2001J.Acoust.Soc.Am.1073289imKoopmannGH,SongL,FahnlineJ1989J.Acoust.Soc.Am.862433[尤云祥、缪国平2002物理学报512038]YYX,MiaoGP,LiuYZ2001ActaPhys.Sin.501103(inouYYX,MiaoGP2002ActaPhys.Sin.51270(inChineseouChinese[尤云祥、缪国平、刘应中2001物理学报501103][尤云祥、缪国平2002物理学报51270][14]SongL,KoopmannGH,FahnlineJ1991J.Acoust.Soc.Am.892625WilliamsEG,MaynardJD1980Phys.Rev.Lett.45554WilliamsEG,MaynardJD,EugenS1980J.Acoust.Soc.Am.[15]YuF,ChenJ,LiWBetal2004ActaPhys.Sin.532607(inChinese[于、、飞陈剑李卫兵等2004物理学报532607]MaynardJD,WilliamsEG,LeeY1985J.Acoust.Soc.Am.78[16][17]HansenPC1992S.I.A.M.Rev.34561ZhangSY1998Astudyonanewnumericalmethodforthecalculationofthemachineacousticradiation(Hefei:DissertationVeronesiWA,MaynardJD1989J.Acoust.Soc.Am.851307GardnerBK,BerharRJ1988Trans.ASME,J.Vib.Aoust.Reliab.Des.11084P57(inChinese[张胜勇1998机器声辐射计算的新型数值方法的研究(合肥:博士论文第57页]KGT,LeeBT1990J.Sound.Vib.136245im1270物理学报55卷acousticsourceincoherentacousticfield,whichhasmorethanoneacousticsourceswiththesamefrequency,andtheycannotrealizeholographicreconstructionandpredictionoftheindependentacousticfieldgeneratedbyonecoherentacousticsourcetoo.SotheholographicreconstructionandpredictionofcoherentacousticfieldhasbecometheforemostproblemtoberesolvedintheapplicationofNAH.Onthebasisoftheproposedcombinedwavesuperpositionapproach,anexperimentiscarriedouttorealizetheholographicreconstructionandpredictionofacoherentacousticfiledgeneratedbytwosoundboxes.Bythisexperiment,thefeasibilityandaccuracyofcombinedwavesuperpositionapproacharedemonstrated,theshortcomingofgeneralwavesuperpositionapproachinholographicconstructionandpredictionofcoherentacousticfieldarealsodemonstrated.TheTikhonovregularizationmethodisproposedtocontroltheill-posednessofinverseacousticproblem,andtheprincipleoffiltercoefficientselectionisalsostudied.TheexperimentindicatesthatTikhonovregularizationmethodwithappropriatefiltercoefficientcanimprovetheprecisionoftheholographicreconstructionandprediction.PACC:4320,4363Investigationonholographicalgorithmandexperimentofcombinedwavesuperpositionapproach3LiWei-BingChenJianChuan-XingBiChenXin-Zhao(Received15March2005;revisedmanuscriptreceived20August2005(InstituteofSound&VibrationResearch,HefeiUniversityofTechnology,Hefei230009,ChinaAbstractThegeneralnerar-fieldacousticholography(NAHcannotreconstructthesurfaceacousticinformationofeachcoherentKeywords:near-fieldacousticholography,combinedwavesuperposition,coherentacousticfield,Tikhonovregularizationmethod3ProjectsupportedbytheNationalNaturalScienceFoundationofChina(GrantNo.10504006andbytheKeyProjectofChineseMinistryofEducation(GrantNo.02126.E-mail:hf-lwb@实验七用弦音实验仪测定波的传播速度【实验目的】1．使学生了解弦振动波的传播规律及驻波的形成原理。2．测量弦线上横波的传播速度、弦线的线密度和弦张力。【实验原理】图7-1试验装置示意图1．吉它音箱2．磁钢3．频率显示4．接线柱5．弦线导轮6．电源开关7．波型选择开关8．频段选择开关9．频率调节旋钮10．弦线劈尖11．钢质弦线12．张力调节旋钮13．砝码盘实验装置如图7-1所示。吉它上现有两支钢质弦线，其中一支是用来测定弦线张力，另一支用来测定弦线线密度。实验时，弦线11与音频信号源接通。这样，通有正弦交变电流的弦线就受到周期性的安培力的激励。根据需要，可以调节频率选择开关和频率调节旋钮，从显示器上读出所需频率。移动磁铁的位置，使弦振动调整到最佳状态。移动劈尖的位置，可以改变弦线长度。根据实验要求：在挂有砝码的弦线上，可间接测定弦线线密度；利用安装在张力调节旋钮上的弦线，可间接测定弦线的张力。如图7-1所示，实验时，弦线11（钢丝）绕过弦线导轮5与砝码盘13连接，并通过接线柱4接通正弦信号源。在磁场中，通有电流的金属弦线会受到磁场力（称为安培力）的作用，若弦线上接通正弦交变电流时，则它在磁场中所受的与磁场方向和电流方向均为垂直的安培力，也随着正弦变化，移动劈尖改变弦长，当弦长是半波长的整倍数时，弦线上便会形成驻波。移动磁钢的位置，将弦线振动调整到最佳状态，使弦线形成明显的驻波。此时我们认为磁钢所在处对应的弦为振源，振动向两边传播，在劈尖与吉它骑码两处反射后又沿各自相反的方向传播，最终形成稳定的驻波。考察与张力调节旋钮相连时的弦线11，当调节张力调节旋钮改变张力时，使驻波的长度产生变化。图7-2波形示意图为了研究问题的方便，认为波动是从骑码端发出的，沿弦线朝劈尖端方向传播，称为入射波，再由劈尖端反射沿弦线朝骑码端传播，称为反射波。入射波与反射波在同一条弦线上沿相反方向传播时将相互干涉，移动劈尖10到适合位置。弦线上就会形成驻波。这时，弦线上的波被分成几段形成波节和波腹。如图7-2图7-2波形示意图设图中的两列波是沿X轴相向方向传播的振幅相等、频率相同、振动方向一致的简谐波。向右传播的用细实线表示，向左传播的用细虚线表示，它们合成的驻波用粗实线表示。由图可见，两个波腹间的距离都等于半个波长，这可从波动方程推导出来。下面由简谐波表达式出发，用波的叠加原理对驻波进行定量描述。设沿X轴正方向传播的波为入射波，沿X轴负方向传播的波为反射波，取它们振动相位始终相同的点作坐标原点“O”，且在X=0处，振动质点向上达最大位移时开始计时，则它们的波动方程分别为：Y1=Acos2(νt－x/)Y2=Acos2(νt＋x/)式中A为简谐波的振幅，ν为频率，为波长，X为弦线上质点的坐标位置。两波叠加后的合成波为驻波，其方程为：Y1+Y2=2Acos2(x/)cos2νt（7-1）由此可见，入射波与反射波合成后，弦上各点都在以同一频率作简谐振动，它们的振幅为|Acos2(x/)|，只与质点的位置X有关，与时间无关。由于波节处振幅为零，即=0∴2(x/)=(2k+1)/2(k=0，1，2，3，……)可得波节的位置为：X=(2K+1)/4（7-2）而相邻两波节之间的距离为：XK+1－XK=[2(K+1)+1]/4－(2K+1)/4]=/2（7-3），即驻波的振幅，也只与质点的位置X有关，与时间t无关。因为波腹处的质点振幅为最大，即|cos2(X/)|=1∴2X/=K(K=0，1，2，3，……)可得波腹的位置为：X=K/2=2k/4（7-4）这样相邻的波腹间的距离也是半个波长。因此，在驻波实验中，只要测得相邻两波节（或相邻两波腹）间的距离，就能确定该波的波长。在本实验中，由于固定弦的两端是由劈尖支撑的，故两端点为波节，所以，只有当均匀弦线的两个固定端之间的距离（弦长）等于半波长的整数倍时，才能形成驻波，其数学表达式为：L=n/2(n=1，2，3，……)由此可得沿弦线传播的横波波长为：=2L/n（7-5）式中n为弦线上驻波的段数，即半波数。根据波动理论，弦线横波的传播速度为：V=(T/)1/2（7-6）式中T为弦线中张力，为弦线单位长度的质量，即线密度。根据波速、上面频率及波长的普遍关系式V=，将（7-5）式代入可得：V=2Lν/n（7-7）再由（7-6）（7-7）式可得(n=1，2，3，……)（7-8）由（7-8）式可知，当给定T、、L，频率ν只有满足该式关系才能在弦线上形成驻波。当金属弦线在周期性的安培力激励下发生共振干涉形成驻波时，通过骑码引起吉他音箱的声振动，经过释音孔释放，我们能听到相应频率的声音，当用间歇脉冲激励时尤为明显。【实验仪器】ZCXS－A型弦音实验仪、磁钢、砝码等。【实验内容】1．测定弦线线密度。2．测定弦线张力。3．测定弦线上横波传播速度。4．选用间歇脉冲激励，改变、T、L和ν，聆听音符的高低。（选作）【实验步骤】1．弦线线密度的测定调节波形选择开关7至连续位置，可先调节频段选择开关8至200Hz左右，将信号发生器输出接线柱4与悬挂砝码盘13的钢质弦线接通，移动劈尖位置，改变劈尖与骑码间的弦线长度，同时适当移动磁钢2的位置，使弦线形成明显的驻波，记下砝码盘和砝码的总质量、频率显示器上的频率，测出劈尖与骑码间的弦长，数出驻波的波幅个数。根据（7-8）式，可求出弦线的线密度。分别取频率ν、张力T、弦长L不变，改变其它量调出驻波。测量次数ν（Hz）T(s)L(cm)n1232．弦线张力的测定选择与张力调节旋钮12相连的弦线11，与信号发生器输出接线柱4相接、改变信号激励频率和弦长，调节张力调节旋钮12（此钮一般不必调，弦线不要太紧），使出现明显的驻波。根据（7-8）式，可求得弦线张力。测量次数ν（Hz）L(cm)n1233．调节波形选择开关7至断续位置，改变、T、L和ν，聆听音符的高低。【注意事项】1．在接线柱4与弦线连接时，应避免与相邻弦线短路。2．在做弦线张力测定的实验时，张力不易过大，约在40N以下，使驻波效果明显。弦线张力过大，线易断。【数据处理】1．由及步骤1中的表格，计算线密度，并求其平均值。2．由公式T=(2Lν)2/n2及步骤2中的表格，利用已求出的计算各次张力T，并求其平均值。3．利用内容1和2求出的平均值，由公式V=(T/)1/2算出弦线上横波传播速度。【思考题】1．弦长、频率一定时，想调出较多的波腹，弦线应紧些还是松些？2．当弦线的线密度加大时，应如何做才能使波的传播速度不变？毕业论文题目物理学关于宇宙物质时空的专业物理学姓名刘步青学号20050904043指导教师金毅二OO九年六月七日目录摘要......................................................................……………..........................................................1关键词................................................................................................................................................11.引言..............................................................................................................................................22.物理学关于宇宙物质的理论发展及实验探索..........................................................................32.1物质概述.....................................…….................................................................................32.2关于物质认识的理论发展与实验探索…………………...32.2.1古希腊及古代中国关于物质本源的思考...…..…..32.2.2近代原子论…………..……….……..42.2.3粒子物理学的发展………...………..42.2.4关于暗物质…………………...……..63.物理学关于宇宙时空的理论发展及实验探索………...………83.1时空概述………...………………...……...83.2关于时空认识的理论发展与实验探索…………...……...83.2.1古代天文学的发展………...…………83.2.2近代天文学的发展…………...………83.2.3现代天文学的发展…………………..103.2.4现今的宇宙图景……………………..114.对物质时空统一的研究历程………………….124.1牛顿和他的经典时空观................................................................................................124.2以太灾难………………124.3爱因斯坦及相对论........................................................................................................125.总结与展望…………….……...15致谢…………………16参考文献……………17物理学关于宇宙物质时空的理论发展及实验探索刘步青(济南大学理学院物理学0501班指导教师金毅摘要:宇宙的形成与演化规律问题,物质与时空的属性问题,自古至今一直是人们研究的热点问题。当前物理学存在两大前沿,一是在微观领域继续探索基本粒子,二是在宇观领域探索天体与宇宙学问题。论文从宇宙的物质、时空以及时空统一等角度作为切入点,结合现代物理学的理论、实验的最新成果,探讨了人类关于宇宙物质时空的认知历程。关键词:宇宙学;物质时空统一;理论与实验TheoreticalDevelopmentsandExperimentalExplorationsontheMaterialandSpace-timeoftheCosmosinPhysicsLIUBuqing(0501,Physics,SchoolofScience,UniversityofJinanSupervisorJINYiAbstract:Thelawsoftheformationandevolutionofthecosmos,thepropertiesofthematerialandthespace-time,sinceancienttimeshavebeenhotproblemsforhumanresearch.Atpresent,therearetwomajorfrontiersinphysics,oneistocontinuetoexploretheelementaryparticlesinthemicro-world,andtheotheristoexplorethecelestialbodiesandthecosmos.Inthispaper,accordingtothelatestresultsinphysicaltheoriesandexperiments,wediscussthehumancognitiveprocessonthematerialandthespace-timeinthecosmos,andtheunificationofthem.Keywords:cosmology;unificationofthematerialandspace-time;theoryandexperiment1.引言“宇”指空间,“宙”指时间。宇宙是万物的总称,是时间和空间的统一,宇宙就是在空间上无边无际,时间上无始无终的,按客观规律运动的物质世界。宇宙的空间尺度:几百年的天文观测,人类的视野已经从地球扩展到了宇宙的纵深。地球只是太阳系家族中的一员;太阳系以太阳为核心,九大行星绕太阳转动。尽管太阳系已经非常庞大,但是相对于宇宙依然是微不足道的。在我们的周边,大量的恒星聚集在一起,构成我们最熟悉的星系——银河系,其直径约为8万光年。在银河系外还有许多像银河系这样规模的星系。宇宙的规模还要比这大得多,天文学家推测,我们的宇宙的空间尺度大约在200亿光年的量级[1]。宇宙的时间尺度:所有的天体都有生老病死,宇宙亦然。宇宙大约在200亿年前的一次大爆炸中诞生。这个理论依据于这样一个事实,即几乎所有星系都以很高的速度相互逃离,这意味着整个宇宙都在膨胀着。这种膨胀没有中心,而且,距离越远,退行速度越大,那么无限遥远的天体将有无限大的退行速度。但是根据相对论的规定,物体运动的最大速度是光速。根据这一极限速度,宇宙的范围已经被限定了。宇宙的边缘可定为退行速度为光速的地方,即前面所说的200亿光年。空间上的大小在天文学中同时意味着时间上的大小。所有的天文学理论都依赖于天文观测,而所有的天文观测都观测到的是光信号或以光速传播的其他电磁波。因此,宇宙的时间尺度可以定为20