流子与半导体晶格碰撞的限制。当电子到达倍增区时，一个具有高电场|−→E（−）|的薄p−n+结，通过重复的冲击电离产生一个具有数百万二次电子的雪崩。在apd中，放大随着反向偏置VOP的增加而增加。如果VOP高于击穿电压Vbreak，放大几乎是无限的。在这一点上，光子产生自我维持的雪崩，而雪崩光电二极管（APD）以光子计数或盖革模式工作。在一个光子击中探测器后不久，电流就会随着雪崩的开始而上升，并导致穿过整个SPAD的电阻下降。通过将SPAD与电阻串联起来，可以通过鉴别电路检测到VSPAD的击穿（如图2a所示）。每次雪崩都必须停止，即所谓的熄灭，以避免损坏二极管由于电流，并重新进行部署。通常，可能 ...
， 通过测量晶格间距变化所造成的布拉格反射角的变化来确定磁畴结构。Ｘ－射线衍射法的优点是分辨率较离且能在观测磁畴的同时对晶体的缺陷进行观测， 从而能够对晶体曲线与磁畴结构之间的关系进行研巧。但这种方法也有成本较高，不能检测外场作用下的磁畴动态变化的缺点。磁光克尔效应法磁光克尔效应根据光与磁性材料相互作用产生的磁光克尔响应信号观测磁畴。当光从磁性材料表面反射时，在磁畴表面产生的局部杂散磁场的作用下，反射光的偏振态会发生一定的变化， 且反射光偏振态的变化与局部杂散磁场的大小和方向有关，反射光经过检偏器后偏振态的变化就会以光强分布的形式呈现出来，再由成像系统接收后即可得到磁性材料表面的磁畴结构分布。 ...
将能量传递给晶格，从而使等离子体温度升高。在多激光脉冲重复作用过程中，激光诱导形成的缺陷逐步积累，材料的光学特性逐渐发生改变。二、飞秒激光的可行性验证材料的光学特性改变，已在多种材料中得到验证。德国马克思-伯恩非线性光学和短脉冲光谱学研究所Ashkenasi等人发现钇理氟化物（YLF）和熔石英的表面烧蚀阈值在第1次脉冲激光辐射后会发生急剧下降；日本中部大学的Qi等人发现孵化效应导致蓝宝石的烧蚀阈值与辐射在衬底表面的激光脉冲数成反比。YAG 晶体在0.25-5 μm范围内具有较高的透过率，是一种优良的紫外、红外光学材料，且具有优良的热力学性质、良好的抗温度蠕变性，以及很强的耐高温塑性变形能力。Y ...
替代，相邻的晶格位置是空的。由于这种缺陷可以明亮地发射单光子，并且自旋可以被光学手段控制，晶体中心可以成为未来量子信息处理和量子网络的有前途的固态量子发射器。在固态量子发射器中，量子点和金刚石中的氮空位（NV）中心是两个成熟的系统。然而，在这两个系统之间，NVs表现出超过1s的优良相干时间，但缺乏产生难以区分光子所需的零声子线（ZPL）的有效发射，而量子点在发射特性方面显示出很大的前景，但限制在10ns相干时间。这突出了使用固态量子发射器工作的典型挑战：单光子产生发射器自旋相干时间zui近对金刚石部分SiV中的第四组空缺中心的调查显示了满足这一领域的希望结果。图16：固态量子发射器结合其良好的 ...
转移。因此，晶格氧氧化机理（LOM）是有利的，有可能克服吸附物析出机理（AEM）的限制。尽管在退火过程中， Co（OH）2转化Co3O4导致钴位点的氧化态增加，我们的原位拉曼光谱数据显示，与Co（OH）2相比，退火后的Co3O4催化剂表面的CoOOH和CoO2的形成量相对较低。这表明负责OER的活性相更多地存在于非静态氢氧化物表面上，而不是存在于结晶氧化物表面上。因此，我们假设 Co3O4的OER活性低于Co（OH）2是由于高价钴物质，如Co3+和Co4+的形成减少，因此有利于通过传统的AEM而不是LOM进行的OER过程。本文研究介绍了超薄非晶态氢氧化钴纳米片的合成，并根据简单热处理引起的相变 ...
的插入导致碳晶格结构发生了变化。在放电过程中，由于锂离子和炭黑分离，在 2.9 V 时，D峰从1343.3蓝移到33595px−1。同样，G峰在 2.6 V 时恢复，回到39895px−1,在 2.5 V 时恢复到39952.5px−1。随着锂离子在充放电过程中的迁移，G峰和D峰的频率呈线性下降，然后增加。有趣的是，在LFP的两相变变之前，在3.6 V处观察到zui低R值（D峰的积分强度除以G峰的积分强度）。原位LFP/SWCNT电极在充放电过程中的拉曼光谱如图2。值得注意的是，来自SWCNTs的共振拉曼信号与SWCNTs中的电子跃迁共振相关。在使用 532 nm 激光线 （2.33 eV） ...
能够充分利用晶格匹配和应变补偿InGaAs/InAlAs材料的带隙偏移，而MWIR激光器需要高应变生长以改善电子约束，从而提高电流注入效率。这种MWIR设计方法的缺点是需要高偏置电压，这反过来又有助于产生更大的热功率。LWIR范围内的典型工作电压（7-10 V）明显低于MWIR范围（10-15 V），从而使应用工程更具容忍度。LWIR激光器的典型能带结构如图3所示与InP匹配的InGaAs/InAlAs晶格的带偏移估计为βECB = 0.52 eV，激光发射波长为λ = 9.1 μm（对应βEL = 0.136 eV）。考虑到激光顶部水平应在远离传导带连续体(例如,至少βEConf = 0.1 ...
As有源区域晶格，以及所谓的结合-连续体或等效方式的四个或更多有源阱。活性阱周期性地重复30-40次，并被厚的、低掺杂的、InP包层包围，在顶部触点下方有等离子体增强的约束层。图1图1显示了器件QCL-A的电光特性。这种情况下的波导尺寸为：width×length = 7.5 μm×4 mm。发射波长以λ = 6.14 μm为中心，Max输出功率为P = 1.25 W。高反射涂层可用于器件的单面发射。在电流为I = 1.2 A时，Max壁插效率（定义为器件的电光转换效率，不包括热电冷却器（TEC）所需的功率，η = Pout/Pin）为η = 7%。对于安装在铜散热器上的激光器，该器件的阈值电 ...
yrmion晶格的各个skyrmion相之间的域变换过程是一致的。区域-区域分离的发散和迷宫状态下的末端分离是决定FORC特征的另一个关键现象。此外，建立了一个以FORC分布峰为特征的模型来描述随着κ的增加而发生的变化由此可以推导出粒子相位和其他有用的场范围。本实验中使用的材料堆为Ta(5)/Ir(2)/ [Pt(1)/Co(0.5)/Fe(0.5)/Ir(0.8)]2/Ta(5)（名义层厚度以纳米为单位），用于Pt/Co和Fe/Ir界面的强加性界面Dzyaloshinskii-Moriya相互作用（i-DMI）。采用热氧化硅片作为衬底。材料堆在室温下使用磁控溅射系统（AJA ATC-Orio ...
C的天空粒子晶格的MOKE图像。在补充材料中可获得19.0°C， 23.0°C和26.0°C的其他支持MOKE图像。图3图3(c)在19.0°c和图3(f)在26.0°c时沿负磁场向上扫至上峰的HR处，均显示条状畴破裂为更短的段和天空区，留下条状和天空区混合。然而，图3(c)中的区域相距较远，skyrmions稀疏，而图3(f)中的skyrmions密度明显较大，保持着接近于其终端分离的域-域分离。终端间距是指天际线或条纹之间的Min稳定间隙。这种间隙类似于以前的研究中磁场增加的迷宫中更宽的区域所接近的区域宽度。在足够大的磁场下，畴域分离在此终端宽度之外发散并接近饱和。在低峰的高HR处，图3( ...
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