DreamBlooms/HansPub-15000-to-45000 huggingface dataset:
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user: 摘 要 超宽带(UWB)技术是目前最先进且精准的短距离无线通信技术，基于窄脉冲的超宽带通信是最为经典的实现方式。本文通过分析现有的几种典型超宽带窄脉冲产生方法，分别从模拟电路和数字电路角度介绍了四种超宽带窄脉冲产生电路，给出了四种脉冲发生器的仿真结果，并从电路结构和性能方面进行了讨论和比较。 关键词 :超宽带，模拟电路，数字电路，脉冲发生器 Copyright © 2019 by author(s) and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 作为短距离通信的一种新兴技术，超宽带通信越来越受到研究人员重视，已经成为当前研究热点。脉冲超宽带是超宽带通信实现的经典方式，其利用宽度在纳秒乃至亚纳秒级的极窄脉冲序列携带信息，具有低功耗、低复杂度、低成本、抗干扰能力强和高速率的优点，在精确定位、探地雷达、无损检测、无线通信等诸多领域有着重要应用 [ 1 ] 。超宽带技术通过直接发射和接收极窄脉冲进行通信，因此极窄脉冲发生器是超宽带通信中关键部件之一，其决定着系统通信质量，是研究的重点和难点 [ 2 ] 。 从当前研究现状来看，用于超宽带通信的极窄脉冲产生方法主要有两类 [ 3 ] - [ 11 ] ：一类是将各种高速器件等效成开关，利用储能元件充放电得到短持续时间的脉冲信号，再经过脉冲成形网络整形成满足要求的脉冲波形。这类器件包括隧道二极管、阶跃二极管、雪崩晶体三极管和脉冲发电管等。另一类是利用数字逻辑器件的竞争冒险现象来产生脉冲信号，数字器件构成的电路具有结构简单、便于集成和系列化生产、成本低廉、使用方便等优点，从而得到了广泛应用。 本文介绍了四种纳秒级窄脉冲发生器，即雪崩三极管脉冲发生器、微波三极管脉冲发生器、数字逻辑器件脉冲发生器及基于DCM的数字电路脉冲发生器，并对其性能和适用性进行了讨论与比较。
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user: 2. 雪崩三极管脉冲发生器 雪崩三极管电路主要是运用开关三极管的短暂良性雪崩效应，让存储在三极管集电极端的电容快速放电而产生纳秒级窄脉冲。晶体管雪崩击穿导通的动态过程比较复杂，结合图1所示电路进行了详细分析。 图1. 雪崩脉冲产生电路 分析中，把雪崩三极管Q的集电极串联电阻Rc近似的当作雪崩管的静态负载。当输入端没有触发输入时，发射结反偏，雪崩管Q截止。根据电路约束条件列出此时电路方程为： i = i R + i A (1) U C E = V C C - i R R C (2) (3) 式中i为通过雪崩管的总电流，i A 为雪崩电流，i R 通过静态负载R C 的电流，R L 为动态负载电阻，C为储能电容，u c (0)为储能电容C的初始电压，U CE 为雪崩管Q集–射极电压，t A 为雪崩导通时间，V CC 为电路直流电源。 由(3)式可得，雪崩过程中的动态负载方程式为： U C E = u c ( 0 ) − 1 / C ∫ 0 t ( [ i + ( U C E − V C C ) / R L ] d t − [ i + ( U C E − V C C ) / R L ] R L ) (4) 基于雪崩三极管的超宽带脉冲产生电路中，R C 为数百至数千欧，而R L 则为数十欧，满足关系 R C ≫ R L 。发生雪崩击穿时，储能电容放电供给三极管的雪崩电流i A 远大于静态电流i R ，即 i A ≫ i R 。另外雪崩导通时间极短，可以忽略静态电流i R 的影响。化简即得： U C E = E C C − i R L (5) 上式中 E C = u c ( 0 ) - ∫ 0 t i d t (6) 从式(6)中可以得到晶体管工作在雪崩状态时，电路动态负载是可变的。晶体管在雪崩区工作时内部强烈正反馈使它对外电路呈现负阻特性，集电极发射极之间对放电回路呈现出受放电电流控制的“S”型负阻特性。从能量角度分析，这是晶体管集电结空间电荷区存储与释放能量的动态表现以及产生短时、大电流、高速UWB脉冲的能量转换。工作在雪崩区的晶体管其主要特性参数是雪崩上升时间与雪崩脉冲幅度，分别对应输出UWB脉冲的上升沿宽度和脉冲幅度，这两个参数由雪崩晶体管自身和实际的工作电路参数决定。雪崩晶体管的直流静态参数与雪崩状态参数存在较大差异，一般是晶体管雪崩击穿电压越低，产生的UWB脉冲上升时间和脉冲宽度越小，但所获得脉冲幅度也越小，因此设计中需要对这些参数的选择进行综合考虑。 当触发脉冲未到达触发输入时，雪崩管截止。直流电源V CC 经R C 对储能电容C进行充电。充电后电容两极电压近似等于电源电压V CC 。当触发脉冲到达输入端时，经电容C 1 与R 1 微分，形成尖峰脉冲至晶体管的基极，晶体管发生雪崩击穿而使工作点移动到不稳定的雪崩负阻区，储能电容C快速放电产生雪崩电流，在负载电阻R L 上形成一个窄脉冲。输出的UWB脉冲由于雪崩电流大而快速增大，又由于储能电容C的容量通常为数皮法，储存电荷量有限，形成的脉冲宽度也有限、脉冲达到某一峰值后开始下降。电流增大到峰值的过程形成极窄脉冲的上升沿，电流由峰值减少到零的过程则形成了脉冲下降沿，晶体管每经历一次电容充放电都在负载R L 上就可以得到纳秒级UWB极窄脉冲。 而单个晶体管电路产生的UWB脉冲幅度就受到一定的限制，在要求输出功率较大的电路中，通常采用多管串联、并联的方式。这里介绍一种由BJT-NPNBFS17构成的双管电路产生超宽带脉冲的方法，其主要参数为：特征频率f T = 1 GHz，集电极–基极雪崩击穿电压BV CBO = 25 V，集电极–发射极雪崩击穿电压BV CEO = 15 V，晶体管耗散功率为350 mW。电路图如图2所示，双管电路实质是通过增大了负载电流来提高输出脉冲幅度，双管电路获得的脉冲幅度比单管电路大。而且在实际工作电路中，即使两只管子中的一只损坏，并不影响整个电路的工作，只是输出脉冲幅度减小。 图2. 级联产生超宽带脉冲电路 图3为Multisim10仿真结果，触发频率为1 MHz，幅度为5 V时的仿真波形，其脉冲宽度757.576 ps，上升时间约为473.485 ps，下降时间约为1.231 ns，幅度约为−11.086 V。产生的脉冲适合中短距离通信系统的高速脉冲应用。在电路中，可以改变元件的参数值来得到幅度和宽度不同的脉冲，也可以通过增加并联的晶体管数量来提高脉冲的性能。 图3. 级联方法产生窄脉冲仿真结果
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user: 3. 微波三极管脉冲发生器 微波三极管工作频率高，其高速开关特性要比普通三极管好，有利于改善脉冲上下沿，而且微波三极管提高脉冲幅值能力也比普通三极管好，因此能提高纳秒级窄脉冲性能，微波三极管开关特性与普通三极管原理上一致。这里介绍一种根据微波三极管良好的开关特性产生窄脉冲的方法，电路图如图4所示。其中Q1为微波三极管2N2222A，D1为二极管1N4148，U1A、U2A、U3A为反向器74HC04。 图4. 微波三极管产生窄脉冲电路图 激励信号源为重复频率1 MHz方波，方波输入到电路的第一级CMOS反向器的正向输入端，该反向器不仅能隔离前后级电路相互影响，而且可以修正波形。方波经过R 2 ，C 2 组成的微分电路时充放电，形成一个尖脉冲，设脉宽为t 1 ，由电路可知： U ( ∝ ) = 0 V ， U ( 0 ) = 5 V ， V ( t ) = 0.5 U ( 0 ) = 2.5 V (7) 产生的尖脉冲通过两级级联的CMOS反向器再次形成频率不变的方波，脉宽通过上述(7)计算可得pF时可以在微波三极管基极输入脉宽为20 ns的方波。将此方波加到微波三极管基极，微波三极管工作在开关状态，在处于导通状态t 1 时间内，脉宽20 ns方波再经过一级微分电路，由式(7)计算得产生脉宽为1 ns的尖脉冲，此时R 2 为680欧姆，C 2 为2pF。该尖脉冲通过高速肖特基二极管1N4148后形成脉宽小于约1 ns的纳秒负脉冲由天线发射出去。由式(7)可知，改变R 1 C 1 和R 2 C 2 可以调节输出脉冲的宽度和幅值，但是减小宽度时会导致幅值大幅度下降，因此该电路只能在较窄范围内微调输出脉冲。 利用Multisim10对电路进行仿真，仿真结果如图5所示，激励信号源为周期为1 MHz幅值为5 V的方波信号，输出端得到脉宽约为1 ns，幅度约为−12 V的极窄脉冲。 图5. 微波三极管产生窄脉冲仿真结果
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user: 4. 数字逻辑器件脉冲发生器 数字逻辑器件主要是利用门电路的竞争冒险现象来产生窄脉冲，有两种方法：一种是采用两输入端与非门产生窄脉冲，另一种是采用两输入端或非门产生窄脉冲。采用数字电路产生窄脉冲的关键在于高速逻辑的实现和准确的相位延迟控制。数字电路主要采用74F (快捷肖特基)高速系列来实现，因为它们是TTL芯片中具有最小平均传输时延约为3.45 ns，扇出系数为10。电路图如图6所示，通过调整每路脉冲的延迟时间，既可以得到在一定频率范围内不同的组合波形，其中每路脉冲延迟时间主要由74F04非门的平均传输时延决定，根据器件的最小传输延迟时间可以得到74F04非门引入的延时最小约为1.95 ns，如果需要增加某路延迟时间可以使用多个非门或者是延迟线。 图6. 数字逻辑器件产生窄脉冲电路图 利用Multisim10对电路进行仿真，仿真时激励信号源采用频率为20 MHz，幅度为3 V的时钟，输出波形如图7所示，脉冲宽度为1.134 ns，幅度为3.864 V，重复频率为20 MHz。 图7. 数字逻辑器件产生窄脉冲仿真结果
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user: 5. 基于DCM的数字电路脉冲发生器 基于DCM的数字电路脉冲发生器核心部件是FPGA的数字时钟管理器(DCM)。数字时钟管理器是FPGA中控制时钟的专用模块，能够完成分频、倍频和移相等功能，由时钟延迟锁相环、数字频率合成器、数字移相器和状态逻辑四个独立的功能模块组成。如图8所示，这4个功能单元可以独立或者关联操作。 图8. DCM功能模块框图 图9是基于DCM的数字电路脉冲发生器原理图，主要由两部分组成，DCM和与门。输入有时钟信号CLK和复位信号RST，时钟信号CLK经过相移得到CLK0，CLK180是CLK0的180度反转信号。CLK经过一个缓冲器得到CLK_OUT。然后将CLK_OUT和CLK180进行相与，得到输出脉冲信号dataout。通过调节数字时钟管理模块的Phase Shift的大小可以改变脉冲的宽度。 图9. 基于DCM的数字电路脉冲发生器原理图 在Xilinx ISE集成开发环境中，对数字脉冲产生方案进行仿真。仿真时，设置CLK信号周期为6 ns，CLK0信号相对于CLK延迟了0.187 ns。图10是Modelsim仿真得到的时域波形，图11为输出脉冲dataout的功率谱密度。dataout的脉冲宽度约为0.2 ns，其主要频率分量集中在0 GHz~5 GHz范围内。 图10. 基于DCM的数字电路产生窄脉冲仿真结果 图11. 输出脉冲功率谱密度图
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user: 6. 分析与比较 上文分别利用模拟电路和数字电路实现了超宽带纳秒级窄脉冲发生器，雪崩晶体管、微波三极管产生UWB脉冲的方法均利用了模拟器件特性，所采用发射电路均为模拟器件组成的模拟信号电路，而高速数字逻辑器件和FPGA的数字时钟管理模块是从数字电路角度产生窄脉冲。这里将从电路实现复杂程度和获得脉冲波形两方面对电路性能分析比较。 从电路实现复杂程度看，雪崩三极管和微波三极管实现电路复杂度较高，而且模拟电路对制板精确度要求很高，工作量较大。基于高速数字逻辑器件和DCM的数字电路功耗低、电路结构简单、便于集成，实现起来较容易。全数字的超宽带脉冲发射与接收电路结构可以共用，同时利用FPGA来实现信号调制与发射功能，更易实现UWB通信，在进行电路实物制作时也不用考虑模拟与数字电路的隔离问题。全数字化的脉冲产生电路将对UWB发射装置的小型化有重要的意义。 从获得脉冲波形看，基于DCM的数字电路性能最佳，脉冲宽度达到0.2 ns，这种方法最大缺点是脉冲幅度相对较小，不能够直接作为激励信号在天线端进行脉冲发射，需要在脉冲发射结构末端加入放大结构，以产生足够功率的脉冲信号。而雪崩三极管和微波三极管的脉宽分别为757.576 ps和1 ns，就模拟和数字电路而言，所得到脉冲宽度均可调，模拟电路通过改变电路中元件参数值实现，而数字电路通过控制精确的相位延迟实现，更容易得到极窄的脉冲。 另外，基于数字电路方法更易于芯片实现，但数字电路工作频率受到器件限制，特别是DCM的输出信号存在上升沿和下降沿，如果输入时钟频率过高，输出幅度将有较大衰减，采用数字方法产生窄脉冲最大难度在于高速逻辑的实现和精确的相位延迟控制，并且还要考虑芯片之间阻抗匹配问题。
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user: 7. 总结 本文简述了四种超宽带窄脉冲的产生方法，并从电路复杂度和脉冲波形上进行分析和比较。总之，各种脉冲发生器自有其长短，在电路设计中应具体问题具体分析，根据电路要求和实际情况选择合适的电路，并进一步优化电路从而达到设计要求。
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user: 摘 要 针对宝鸡换流站的实际情况，从系统需求的无功功率入手，基于系统目前所能提供无功功率的能力，通过理论计算与分析研究，对站内的补偿方式进行仿真分析，发现现有投切方式和无功补偿装置的不足，提出改进现有无功补偿投切策略与增设SVC (TSC + TCR)无功补偿装置两种方案。分别对这两种方案进行建模仿真，仿真结果验证了方案的可行性。对引入SVC (TSC + TCR)前后进行比较，得出适合宝鸡换流站无功补偿的最优方案，为宝鸡换流站无功补偿装置改造提供了依据。 关键词 :无功补偿，投切原则，SVC (TSC + TCR)，平滑连续调节 Copyright © 2019 by author(s) and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 宝鸡换流站是国内首座交流750 kV变电站和直流±500 kV换流站同址合建的换流变电站，是陕甘青宁电网东西部之间水火电功率交换的枢纽变电站；是西北(陕西)与华中(四川)直流联网西北侧的支撑点和出入口；是陕西省关中西部地区电源送出的汇集点。宝鸡换流站的建成投运，极大增强了西北电网与华中电网之间的电力交换能力，对于实现西北电网发展的外向型、送出型、规模型具有深刻的现实意义 [ 1 ] 。 宝鸡换流站无功配置包括确定交流系统无功能力、配置换流站无功补偿设备、确定直流系统的无功补偿和电压控制策略 [ 2 ] [ 3 ] 等，实现无功补偿配置的平衡和调节与控制方面的要求 [ 4 ] [ 5 ] 。本文针对宝鸡换流站的实际情况，从系统需要的实际无功功率入手。基于系统目前所能提供无功功率的能力，研究与类比其他已经运行换流站的无功补偿方案 [ 6 ] [ 7 ] [ 8 ] ，通过理论计算与分析研究，结合无功补偿的基本原理 [ 9 ] - [ 14 ] ，对站内的补偿方式进行仿真分析，验证电压是否满足要求。由仿真结果可知，现存的补偿方式能满足电压质量的要求，但存在一些不足，如容量无法实现连续调节、可能出现过补偿等。 针对以上的问题，本文改进投切策略和加入静止无功补偿器SVC。增添SVC (晶闸管控制无功发出或吸收、迅速响应系统无功需求，对系统提供动态无功支持 [ 10 ] )无功补偿装置，并对其进行仿真，验证优化方案的可行性。比较现有的补偿装置和加入静止无功补偿器SVC装置后两者的性能，得出最适合宝鸡换流站无功补偿的方案。
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user: 2. 宝鸡换流站无功补偿的配置 本站330 kV交流场配置有交流滤波器和并联电容补偿，交流滤波器共三大组，每大组包含2组交流滤波器(ACF)，3组并联电容器装置(SC)，每小组无功补偿容量120 Mvar，无功补偿容量总计1800 Mvar。站内交流滤波器和并联电容主电路结构及分组情况如图1。
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user: 3. 宝鸡换流站无功补偿的现状 3.1. 滤波器组和电容补偿的投切原则 在330 kV交流场功率变化的过程中，投切交流滤波器组要遵循相关规定。一般，交流滤器的安全运行是首要条件，可由绝对最小滤波器控制实现；其次，考虑到站内谐波对交流系统的影响，可由最小滤波器容量要求控制实现；此外，换流站与交流系统的无功功率交换应在允许范围之内或交流母线电压应在安全运行范围之内，可由最大无功功率限制、交流过电压控制、最高或最低电压限制、无功交换控制或电压控制等来实现。 图1. 电容和交流滤波器的电路结构图 3.2. 暂态电压变化率要求 根据《高压直流换流站无功补偿与配置技术导则》 [ 12 ] ，无功小组投切导致的电压变化率一般应不大于1.5%~2%；无功大组切除导致的换流站母线暂态电压变化率一般不应大于5%~6%。换流站投切无功分组容量与换流站交流母线的暂态电压变化率关系为： Δ U = Δ Q f i l t e r s d − ∑ Q f i l t e r (1) 式中：ΔU为换流站交流母线的暂态电压变化率； Δ Q f i l t e r 为换流站投切的无功分组容量，Mvar； s d 为换流站交流母线的短路容量，MVA。 以宝鸡换流站为例，根据式(1)，一小组滤波器投入系统，电压变化率约为1.3%；一大组滤波器被切除，最大电压变化率约为5.8%。满足暂态电压变化率的标准要求。但由于宝鸡换流站附近区域有较重的负荷、较差的动态无功支撑能力、低电压问题使电网面临的主要问题，切除大组滤波器使得暂态电压有较大波动，这对陕西电网的运行是非常不利的。因此，在现有滤波器配置基础上，减小切除大组滤波器对交流系统及站内交流滤波设备的影响应该重点加以考虑。 3.3. 现有无功装置补偿 在Matlab/Simulink环境下对宝鸡换流站无功补偿进行仿真，分析补偿前后对母线电压的影响。宝鸡换流站330 kV母线电压合格范围：345~360 kV，允许最高运行电压：363 kV，国调规定极解锁前电压不得高于358 kV，解锁后电压控制在340 kV~355 kV。下面对宝鸡换流站的实际运行情况进行仿真，分析投入不同容量的无功补偿对母线电压的影响。 3.3.1. 无功补偿仿真分析 将整个输出等效为一综合负荷，八回出线的等效有功功率为194.7 MW，无功功率为249.7 Mvar。3大组无功补偿装置装设在逆变侧交流母线上，每大组配置双调谐滤波器两组共240 Mvar，以及并联电容器三组共360 Mvar，直流侧配置了12/24次直流滤波器。 1) 330 kV交流场的拓扑图(图2) 图2. 330 kV拓扑图 2) 仿真结果分析 由图3~4可知，随着投入无功补偿容量的增加，电压也随之升高。投入一大组交流滤波器(600 MVA)，电压升高了4.12%；投入两大组交流滤波器(1200 MVA)，电压升高了8.50%；三大组交流滤波器(3600 MVA)全部投入，电压升高了13.14%。因此，投入一大组交流滤波器(600 MVA)，达不到电压的要求值(345 kV~360 kV)；投入两组交流滤波器，电压满足运行要求；三大组交流滤波器全部投入，此时电压大于360 kV，母线电压值将超过允许值，这种方案属于无功功率过补偿。当母线电压高于允许值时，则不能再投入无功补偿装置，再投入补偿装置会使电压更高，高电压会给交流滤波器带来冲击，影响其使用寿命，同时还会给其他用电设备带来冲击，威胁电力系统的平稳运行，因此不宜长期使用。此外，交流滤波器组的投入需要一定的时间，反应速度慢，且投入补偿时电压波动较大。 图3. 投入不同容量的无功后330 kV母线电压Uab的波形图 图4. 图3标注部分放大后的波形图 3.3.2. 现有无功补偿装置存在的问题 宝鸡换流站中6组HP12/24型滤波器被平均分配至3个滤波器大组中；9组C型电容器被平均分配至3个滤波器大组中。此分组方式保证了系统运行在大功率方式下(除电容器组外的交流滤波器全部投入)时，不会发生某一大组滤波器被切除时，绝对最小滤波达不到要求而引起功率降低。滤波器的投入按每一大组来考虑，优先投入一大组滤波器后再考虑下1个大组滤波器的投入。每次投入的容量是固定的，不能根据所需投入相应的容量，补偿后电压尽管能满足要求，但并不是最优；甚至有时不能满足要求。此外，现使用的无功补偿装置反应慢、补偿不连续效、产生大量谐波和可能会出现电压波动与闪变。 因此，本文提出了两种优化方案。一，在现有无功补偿装置的基础上，对投切策略进行改进；二，引入SVC，可以实现动态快速连续投切无功，根据所需投入相应的容量，使电压满足运行规范要求，并对增添SVC前后的系统性能进行比较。
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user: 4. 宝鸡换流站无功补偿的优化 4.1. 投切策略的改进 论改变滤波器组投入方式(1大组滤波器优先投完)，首先将六小组交流滤波器(720 Mvar)全部投入，然后再一小组一小组(120 Mvar)的投入并联电容器，并对其进行仿真分析，结果如图5~6下所示。 图5~6分别为投入六小组交流滤波器(720 MVar)和三小组并联电容器(360 MVar)，投入六小组交流滤波器(720 MVar)和四小组并联电容器(480 MVar)，以及投入六小组交流滤波器(720 MVar)和六小组并联电容器(720 MVar)的仿真波形图。由图可知，前两种组合电压满足要求，后一组电压超过允许范围。 投切交流滤波器和电容器需要一定的时间，使启动速度相对较慢。由于电容器的特性，并联电容器无功补偿调节灵活性和精度差，调节范围只能超前，具有负电压调节效应且控制方式不连续。因此，宝鸡换流站投入六小组交流滤波器后，再根据需要投入相应组数的并联电容器，电压能达到要求，并提高电网的功率因数、降低变压器、线路损耗和用电成本，但不能实现快速连续地调节无功功率。 图5. 投入不同容量的无功后330 kV母线电压Uab的波形 图6. 图5标注部分放大后的波形图 4.2. 增设SVC无功补偿装置 晶闸管控制型SVC的优点是反应快速、补偿和节能效果显著，同时能较好的解决功率因数低、谐波、电压波动与闪变等问题。晶闸管控制型SVC分为晶闸管控制电抗器(TCR)型、晶闸管投切电容器(TSC)型、以及这两者的混合装置TCR + TSC型等。TSC + TCR型可动态连续调节补偿装置的无功功率，可根据电压的变化投切相应的无功功率，同时能较好的解决功率因数低、谐波、电压波动与闪变等问题。 本文把TSC + TCR型的SVC装置用于宝鸡换流站，对无功补偿进行优化。建立仿真模型，并对其进行仿真，验证优化方案的可行性。 4.2.1. SVC (TSC + TCR)仿真图和控制模块 如图7~9。 图7. SVC (TSC + TCR)三相电路原理图 图8. TSC + TCR型SVC的仿真模型 图9. 控制模块 4.2.2. 仿真分析 由图10可知，随着补偿容量的连续增加母线电压逐渐升高，但电压波动较大，反应速度较慢。 图10. 不同容量下的线电压Uab的波形图 由图11~12可知，SVC (TSC + TCR)的启动速度和反应速度快、调节精度高，具有正的电压调节效应，补偿后的系统电压波动小，可动态平滑连续调节无功功率，使补偿达到最优。如在0.02 s投入该无功补偿装置，电压立即随之改变，且电压波动很小，调节SVC的容量可使330 kV母线电压为350 kV。此外，SVC (TSC + TCR)自身损耗小，从而降低损耗，经济性好，并可解决供电系统的功率因数低、电压波动、谐波治理等问题。 4.3. 优化前后性能比较 章节宝鸡换流站330 kV交流场，在现有无功补偿装置对系统进行无功补偿时，投切原则是一大组一大组的投切，补偿是定容量的断续补偿。甚至随着负荷的变化，可能会出现投人两大组交流滤波器后，电压仍达不到要求的最小值，而投入三大组交流滤波器电压又超过要求的最大值。因此，把滤波器和并联电容分开，先投滤波器，随之再投入相应的电容，能解决上述问题。但这种投切仍是固定容量的，不能做到动态连续的调节无功。 图11. 交流滤波器组补偿时330 kV母线电压电流波形图 图12. 增添SVC补偿时330 kV母线电压电流波形图 在现有无功补偿装置中增添SVC，由于SVC能连续投切无功，则整个无功补偿装置能实现平滑动态连续的调节无功功率，解决了上述的问题，同时能较好的解决如：功率因数较低和谐波以及电压闪变等问题，以便提高系统的运行性能。所以，在宝鸡换流站增添SVC是一种较好的无功补偿优化方案。 并联电容器单位容量的投资低，操作简便，易于维护，但对电网中的高次谐波潮流产生影响，甚至使谐波电流放大。另外，并联电容器合闸时会产生很大的合闸涌流，有时甚至激发谐振过电压。虽然SVC价格高于电容器，但它能动态跟踪无功变化，响应时间可达20 ms，不发生过补偿、无投切振荡、无冲击投切和减小无功冲击造成的电压波动与闪变。从长远的眼光和对系统的综合影响考虑，具有SVC的无功补偿装置有更好的运行性能和经济性。
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user: 5. 结束语 本文对宝鸡换流站实际运行情况，在现有无功补偿装置的基础上进行仿真，分析现有投切策略的缺点，并对其进行改进优化，提出加入SVC无功补偿装置优化方案，并进行仿真验证。结果表明在宝鸡换流站增设SVC可以对站内的工作电流和电压进行连续调节及控制，进而来控制SVC发出相应的无功功率，实现平滑动态连续调节无功补偿，提高系统运行性能，为改进宝鸡换流站现有无功补偿装置或增设无功补偿装置提供了依据。
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user: 摘 要 以往大多是以矩形截面的纳米带为载体探讨横向磁畴壁的动力学。矩形截面纳米带具有均匀的厚度，而梯形截面纳米带的中间区域厚度大于两侧。我们研究了外磁场驱动下梯形截面纳米带中的横向磁畴壁运动，并详细探讨了梯形截面纳米带中的横向磁畴壁的形貌变化。微磁模拟计算表明梯形截面的设计使得磁畴壁运动速度比在矩形截面纳米带中更快。我们发现，磁畴壁速度与梯形截面纳米带底角具有密切关系，结果表明，磁畴壁在小底角的纳米带中具有高的运动速度。我们还发现磁畴壁的速度与磁畴壁平均宽度并不成线性关系，而是与磁畴壁上下端宽度具有正比关系。除此之外，我们通过磁畴壁区域的磁矩在有效场下的旋进速度分布深入探讨了退磁场对磁畴壁高速运动的贡献。梯形截面纳米带中磁畴壁运动的研究为磁畴壁动力学中提出了新的思路。 关键词 :磁畴壁，自旋动力学，梯形截面 Copyright © 2019 by author(s) and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 控制磁畴壁位移实现数据存储和逻辑计算是个极具吸引力的方案。在实验中，通过操控横向磁畴壁的运动，已经实现了数据存储 [ 1 ] [ 2 ] 和逻辑计算 [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] 的多种设想。磁场 [ 6 ] 和极化电流 [ 7 ] [ 8 ] 可以做为激励源驱动磁畴壁运动。在小的外磁场下，磁畴壁可以保持匀速运动，其速度与外磁场呈线性关系。然而，在大的外磁场下，磁畴壁结构会变得不稳定，导致畴壁运动速度迅速下降，这一效应被称为沃克击穿(Walker breakdown)或沃克极限(Walker limit) [ 9 ] 。沃克击穿的存在阻碍了磁畴壁的高速运动，限制了信息的处理速度。为了满足信息快速处理的要求，高速的磁畴壁运动成为了一个重要的研究课题 [ 10 ] 。由于沃克极限磁场的存在，磁畴壁高速运动的研究主要有两个方向。 一方面，在高于沃克极限的磁场下，避免和抑制沃克击穿现象的发生。2003年，Yoshinobu Nakatani等人提出沃克击穿现象在边缘粗糙的纳米带中可以得到抑制，磁畴壁可以实现在高于沃克击穿磁场下的高速运动 [ 11 ] 。2010年，E.R.Lewis等人利用梳状的坡莫合金纳米带结构抑制沃克击穿的产生，实现了磁畴壁在高于沃克极限磁场下的高速运动 [ 12 ] 。2011年，Ming Yan等人提出在坡莫合金纳米管中可以实现畴壁的高速运动 [ 13 ] [ 14 ] 。 另一方面，在低于沃克极限的磁场下，提高磁畴壁运动的效率。通过增大纳米带宽度和降低纳米带厚度，磁畴壁的宽度也会增大 [ 15 ] ，磁畴壁可以具有更高的运动速度 [ 16 ] 。增大宽度或者是降低厚度都是对纳米带的整体调控，这些操控都无法体现纳米带边界对磁畴壁运动的作用。通常研究的矩形截面纳米带的侧面垂直于平面，而梯形截面纳米带的两侧表面是倾斜的。带有倾角的斜面可以凸显出边界对磁畴壁运动的影响，而在实验上沉积和磁控溅射等方法容易形成梯形截面的纳米带 [ 17 ] 。因此出于理论研究和应用的考虑，我们将坡莫合金的纳米带设计成梯形截面。 在本文中，我们采用微磁模拟的方法对不同底角的梯形截面纳米带中磁畴壁动力学进行了研究。施加15 Oe的恒定磁场，我们发现梯形截面纳米带中磁畴壁速度快于传统的梯形截面纳米带，并且磁畴壁速度与梯形截面纳米带底角具有密切关系，即磁畴壁在小底角的纳米带中具有高的运动速度。我们从磁畴壁宽度和磁矩在有效场下的旋进速度分布方面深入探讨了磁畴壁高速运动的现象。不同于人们对磁畴壁速度与磁畴壁平均宽度成线性关系的固有认知，我们在梯形截面纳米带中的研究表明磁畴壁速度是与磁畴壁上下端宽度具有正比关系，而非平均宽度。除此之外，我们通过磁畴壁区域的磁矩在有效场下的旋进速度分布深入探讨了退磁场对磁畴壁高速运动的贡献。
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user: 2. 模型 本文采用OOMMF (Object Oriented Micromagnetic Framework)进行微磁模拟 [ 18 ] 。OOMMF的可靠性已经得到实验的广泛验证 [ 12 ] 。模型结构如图1(a)所示，纳米带的截面被设置成梯形。纳米带长l = 10 μm，底面宽度w = 60 nm，厚度t = 10 nm。几何学中，梯形的斜面和底面的夹角是区别梯形的一个重要特征，这个夹角也被称为底角(base angle)。梯形截面的底角分别被设置为18.4˚、26.6˚、45˚和63.4˚。此外，我们还设置了一个底角为90˚的矩形截面，用于模拟完美的长方体状纳米带中磁畴壁动力学。纳米带截面设计具体可见图1(b)。为方便起见，我们将本文中梯形截面纳米带的梯形底角直接称作纳米带的底角。如图1(c)所示，我们将横向磁畴壁作为初始态放置在纳米带中间。 图1. 梯形截面纳米带模型。(a) 左上角的示意图表示梯形截面纳米带的结构，纳米带的长度为l、厚度t和底表面宽度w。外磁场施加在纳米带长度方向。(b) 梯形截面纳米带的侧视图放置在右侧。侧视图的上方标明了底角的定义，即梯形斜边与底边的夹角。梯形截面纳米带的底角分别被设置为18.4˚、26.6˚、45˚和63.4˚，矩形截面纳米带的底角标记为90˚。图中的小方格代表在数值模拟中梯形截面是由一系列网格组成。(c) 横向磁畴壁放置在纳米带的中间，白色箭头表示磁矩的大致朝向，颜色代表磁化强度方向 模型采用典型的坡莫合金参数：磁晶各向异性常数K = 0 J/m 3 、饱和磁化强度M s = 8.0 × 10 5 A/m、交换系数A = 1.3 × 10 −11 J/m、阻尼系数α = 0.01。纳米带被划分为一系列大小为2.0 × 2.0 × 2.0 nm 3 的网格。
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user: 3. 横向磁畴壁在梯形截面纳米带中的结构 横向磁畴壁在梯形截面纳米带和矩形截面纳米带中的结构如图2所示，随着纳米带底角改变，磁畴壁结构出现很大的不同。与在底角为90˚的矩形截面纳米带中的“草莓状”结构不同，横向磁畴壁在梯形截面纳米带中具有上下端宽度增宽、中部变窄的趋势。尤其在底角为18.4˚的小底角梯形截面纳米带中，磁畴壁呈现出磁畴壁上端宽度远大于中间宽度的“束腰”形结构。事实上，横向磁畴壁是一种面内磁化的磁畴壁，它通过增大磁畴壁上下端的面磁荷来减少纳米带体磁荷。磁荷实际上代表了退磁场的分布 [ 19 ] ，对于横向磁畴壁而言，磁畴壁上下端宽度的增大有利于增大边界处退磁场对于磁畴壁的推动作用。 图2. 稳态横向磁畴壁的结构。图中分别列出了磁畴壁在底角为18.4˚、26.6˚、45˚和63.4˚的梯形截面纳米带以及底角为90˚的矩形截面纳米带中的三维视图、俯视图以及纳米带底层的结构。右侧色彩条状图代表归一化磁化强度在y方向上的分量
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user: 4. 梯形截面纳米带中横向磁畴壁的运动 在梯形截面纳米带和矩形截面纳米带中分别施加恒定的小磁场H = 15 Oe来推动朝上畴壁的运动，磁场方向与纳米带长轴方向平行。图3(a)显示了加场后的0 ns~10 ns内，横向磁畴壁在底角为45°的梯形截面纳米带中的速度变化曲线。在梯形截面纳米带和矩形截面纳米带中，磁畴壁都是先沿纳米带长轴方向加速，之后以达到饱和速度以匀速向前运动。 施加同样方向和大小的恒定磁场驱动磁畴壁，我们观测到磁畴壁在不同底角的纳米带中的饱和运动速度存在显著的差别。磁畴壁在小底角的纳米带中的运动速度明显快于在大底角纳米带中的速度。如图3(b)所示，在底角为90˚的矩形截面纳米带中，磁畴壁以最低的饱和速度427 m/s匀速运动。然而，不同于在矩形截面纳米带中的低速运动，磁畴壁在梯形截面纳米带中速度更快。在底角为63.4˚的梯形截面纳米带中，磁畴壁饱和速度为430 m/s。磁畴壁速度随着纳米带底角的减小而增大，在18.4˚的梯形截面纳米带中，磁畴壁饱和速度增大到454 m/s。磁畴壁在梯形截面纳米带中比传统的矩形截面纳米带要更快。 图3. 外加磁场H = 15 Oe驱动磁畴壁运动。(a) 磁畴壁在底角为45˚的纳米带中的速度。(b) 磁畴壁在底角不同的纳米带中的饱和速度
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user: 5. 理论分析 磁畴壁运动的可以从磁畴壁整体运动和磁畴壁区域磁矩旋进两个方面来考虑。一方面，将磁畴壁看作是一个整体，磁畴壁速度与磁畴壁宽度成正比关系，宽度不同的磁畴壁其速度也不同。另一方面，磁畴壁的运动实际上是磁矩在有效场作用下旋进的结果。在本文中，将从磁畴壁宽度和磁畴壁区域磁矩旋进两个方面来解释梯形截面纳米带中的高速运动。 磁畴壁宽度与磁畴壁速度具有密切关系。对一维磁畴壁的计算表明，在低磁场区域和高磁场区域时存在不同的两种状态。高于阈值磁场或称作沃克磁场的区域，磁畴壁发生沃克击穿。在低磁场区域，磁畴壁速度v随场磁场H的增大而线性增长 [ 11 ] ： v = ( γ 0 Δ / α ) H (1) 其中， γ 0 是旋磁比， Δ 是磁畴壁宽度，H是外加恒定磁场。也即在小的恒定磁场下磁畴壁速度与其宽度紧密相关，磁畴壁宽度越宽其速度越快。不同于一维磁畴壁有均匀的宽度，纳米带中的横向磁畴壁是一种不对称的结构，其宽度一般用平均宽度来定义。 图4展示了t = 0 ns和t = 6 ns时磁畴壁在梯形截面和矩形截面的纳米带中磁畴壁宽度。在t = 0 ns时刻，磁畴壁在矩形截面纳米带中的平均宽度要大于在梯形截面纳米带中的平均宽度。在外磁场驱动下，磁畴壁平均宽度变窄。在加场后6 ns，磁畴壁已经趋于稳定的匀速运动，磁畴壁速度不随纳米带底角变化而变化。一般而言，磁畴壁宽度是指磁畴壁平均宽度，即磁畴壁速度与磁畴壁宽度成正比关系。事实上，在梯形截面纳米带中，磁畴壁的速度随着纳米带底角的增大而缩小，如图3(b)所示。因此，磁畴壁速度与磁畴壁平均宽度之间并不再保持式(1)的正比关系。 事实上，磁畴壁的上端宽度和下端宽度对磁畴壁速度有着正相关关系。如图4所示，在t = 0 ns和t = 6 ns时，磁畴壁的上端和下端的宽度都随着纳米带底角增大而减小。换言之，梯形截面纳米带的设计没有改变磁畴壁的整体宽度，而是通过缩小磁畴壁中间区域宽度来增大磁畴壁上端宽度和下端宽度。 图4. 磁畴壁宽度。左侧、中部和右侧的图分别是磁畴壁在不同底角的纳米带中的平均宽度、上端宽度和下端宽度。插图表示磁畴壁宽度测量的区域 除了磁畴壁宽度，磁畴壁的运动与磁畴壁区域磁矩在有效磁场下的运动紧密相关。梯形截面纳米带的设计改变了磁畴壁的宽度，也影响了畴壁区域磁化强度和磁场的分布。如图5(a)所示，在恒定磁场下磁畴壁被挤压，导致宽度变窄，使得磁畴壁下端磁矩由面内向着垂向转动。在矩形截面纳米带中，归一化磁化强度垂向分量m z 的最大值达到−0.68。与矩形截面纳米带相比，梯形截面纳米带极大地抑制了磁畴壁下端磁矩的垂向转动使得磁矩主要在面内分布。随着纳米带底角的减少，对磁矩的垂向抑制越发强烈，在底角为18.4˚的纳米带中，归一化磁化强度垂向分量m z 的最大值降低到−0.3。 图5. 加场后6 ns时匀速运动的磁畴壁。(a) 在底角不同的纳米带中，磁化强度在z方向上的分量m z 在磁畴壁区域的分布。(b) 退磁场在z方向上的分量H z 在磁畴壁区域的分布。(c) 磁化强度在z方向上的旋进速度分量dm x /dt在磁畴壁区域的分布。(c)。右侧色彩条状图分别代表m z 、dm x /dt和H z 与颜色对应关系 磁矩与纳米带表面保持平行有利于降低退磁场能，梯形截面的设计正是通过这点抑制了磁矩的垂向转动。如图5(b)所示，在矩形截面纳米带中，磁矩的垂向分布增大了纳米带上下表面磁荷，使得退磁场增大。而梯形截面纳米带中，表面磁荷减少，退磁场场强也被减弱。大底角的纳米带中退磁场分布很不均匀，在矩形截面纳米带中退磁场还出现了+z方向的分量。然而，斜面的设计使得纳米带中间区域离表面更近，使得退磁场分布更均匀。此外，磁矩的面内分布有利于磁矩和退磁场间的夹角成趋向正交关系，利于磁畴壁区域磁矩向+x方向运动。因此，小底角纳米带中，退磁场得以增大磁矩的旋进速度。事实上磁畴壁的运动就是磁畴壁区域磁矩的旋进，磁畴壁区域就的旋进速度分布见如图5(c)所示。大底角纳米带中磁矩旋进聚集在磁畴壁下端，而小底角纳米带中磁矩旋进均匀分布于磁畴壁区域。
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user: 6. 总结 在低于沃克极限磁场下，纳米带宽度和厚度一直被认为是调控横向磁畴壁速度的主要因素。然而，梯形截面纳米带的设计引入了调控磁畴壁运动的新因素，即侧面倾角对磁畴壁速度的影响。 在梯形截面纳米带中，我们发现磁畴壁在小底角纳米带中的速度要大于在大底角纳米带中的速度。梯形截面的纳米带中磁畴壁上下端宽度要比矩形纳米带中的更宽。随着纳米带底角的降低，磁畴壁上下端的宽度都会增宽。然而，磁畴壁上下端宽度的增大并不会改变稳定运动的磁畴壁的整体宽度。基于这一结论，我们提出是磁畴壁上下端宽度与磁畴壁速度呈正相关关系，而非一维磁畴壁的整体宽度。 我们详细分析了保持匀速运动的磁畴壁在纳米带中的磁矩和退磁场分布。我们发现矩形截面纳米带中磁畴壁区域磁矩趋向于朝向垂向分布。而梯形截面纳米带中磁畴壁区域的磁矩被抑制在面内有效降低了退磁场能。同时梯形截面的设计使得磁畴壁内部可以更贴近侧面，因此退磁场可以较均匀的分布于磁畴壁区域。此外，磁矩的面内分布有利于磁矩和退磁场间的夹角成趋向正交关系，利于磁畴壁区域磁矩向+x方向运动。
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user: 摘 要 利用基于密度泛函理论的第一性原理计算了TiB 2 的电子结构、光学和晶格动力学性质。计算表明TiB 2 具有金属特征，导带主要由B原子的2p轨道反键态和Ti原子的3d电子构成。B原子的σ键由2s和2p杂化轨道形成，p z 轨道单独形成一个连续的π键，这些态间的跃迁在吸收光谱中体现。电子云轨道分布表明TiB 2 的Ti原子的3d向B原子的2p轨道转移，和MgB 2 的电荷转移相似。晶格动力学计算表明TiB 2 中LA (LO)和TA (TO)间的分裂显著，频率较高的部分都来自于六方平面B原子的振动。对声子谱中Γ点处9条色散分别对应的频率进行了标定，最后预测TiB 2 超导温度接近0 K。 关键词 :TiB 2 ，电子结构，能带，光学性质，声子色散 Copyright © 2019 by author(s) and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 TiB 2 具有熔点高、硬度大、化学稳定性好等优点，被作为硬质工具材料、磨料、防护材料以及硬质合金添加剂 [ 1 ] 。同时TiB 2 具有优良的电性能，常作为惰性电极材料和高温电工部件 [ 2 ] [ 3 ] 。近年来，MgB 2 超导体的发现引起人们对MB 2 类硼化物电子结构的极大关注，对MB 2 类的电子理论做了很多研究 [ 4 ] 。此外，TiB 2 阴极涂层是TiB 2 材料应用于现行铝电解槽中最主要的方式，也是最有希望成为用于基于惰性电极系统的新型铝电解槽的惰性可润湿性阴极材料。这就需要对TiB 2 的晶格动力学性质做深入研究。然而目前对TiB 2 的研究主要集中于电学性质。计算表明不同层Ti原子的3d和B原子2p的杂化使得TiB 2 具有赝带隙(pseudogap) [ 5 ] ，TiB 2 (0001)表面都不发生重构，但表面几层原子都出现明显的弛豫现象 [ 6 ] 。由于对TiB 2 的光学、声学性质的第一性原理的理论研究则较少，本文计算了TiB 2 的电子结构，光学特征以及晶格动力学性质，为TiB 2 在润湿性阴极材料的应用提供理论依据，解释了TiB 2 不具备高温超导性的原因。
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user: 2. 计算模型与方法 TiB 2 密度为4.26 g/cm 3 ，属六方晶系，空间群为P6/mmm，晶格常数为a = b = 0.3028 nm，c = 0.3228 nm，α = β = 90˚，γ = 120˚。六方简单原胞中Ti原子坐标为(0 0 0)，占据六棱柱的顶角和底心位置。B原子坐标为(1/3， 2/3， 1/2)和B(2/3， 1/3， 1/2)，位于Ti原子构成的三棱柱中心，在XY平面的投影位置位于Ti原子组成的等边三角形的重心。在TiB 2 晶体中，B原子面和Ti原子面交替构成二维平面网状结构 [ 7 ] ，如图1(a)。图1(b)为计算的TiB 2 模型。 图1. TiB 2 晶体结构(灰色球为Ti原子，粉色球为B原子)。(a) TiB 2 晶体；(b) 计算模型 由于理想的TiB 2 单晶没有杂质等缺陷，所以TiB 2 晶体符合周期性边界条件，计算由CASTEP (Cambridge serial total energy package)完成。采用基于平面波基组的赝势从头算方法，在晶体周期性势场中，采用三维周期边界条件，将多电子体系用平面波函数展开表示，采用超软赝势来描述离子实与价电子之间的相互作用 [ 8 ] 。在倒易的k空间中，平面波截止能(Ecut)选取为770 eV。交换-关联能采用GGA，修正方法(PBE) [ 9 ] 。系统的总能量和电荷密度在布里渊区的k矢量选取为8 × 8 × 10，以保证体系能量和构型在平面波基水平上收敛。在自洽场运算中，采用了Pulay密度混合法，自洽场设为2.0 × 10 −6 eV/atom。采用了BFGS算法对结构优化，优化参数有四个：原子间的作用力的收敛标准为0.05 eV/nm；单原子能量的收敛标准为5.0 × 10 −6 eV；晶体内应力的收敛标准为0.01 GPa；原子最大位移收敛标准为5× 10 −5 nm [ 10 ] 。四个参数均达到收敛标准即完成结构优化。参与计算的价态电子为Ti3d 2 4s 2 ，B2s 2 2p 1 。使用norm-conserving赝势计算模型的光学性质，计算k矢量为8 × 8 × 3，未经能隙修正。
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user: 4. 结论 1) 在Ti原子和B原子间存在电子转移并以离子键和共价键组成的混合化学键相联系。TiB 2 的导带和价带电子主要是Ti3d和B2p轨道的价电子构成，价电子通过离域大π键在电流的作用下可发生迁移，决定了TiB 2 具有良好的导电性。布局分析表明，TiB 2 中原子间的电荷转移类似MgB 2 。B的p轨道接受来自于Ti的电子。 2) 光学性质计算表明，TiB 2 中B原子平面内sp 2 杂化σ键态之间以及2p z 轨道构成的离域大π键之间跃迁是一个重要的部分，同时还有能带顶部满足偶极辐射的2p-3d，2p-4s能带之间的跃迁。 3) 声子谱计算结果表明TiB 2 中LA(LO)和TA(TO)之间的分裂很显著，声子谱中色散关系有9条，分别为3条声频支和6条光频支，在光频支中四条属于TO，剩余两条属于LO。无论是声频支还是光频支，频率较高的部分都来自于晶体中原子间作用力强的，原子质量小的B原子。预测TiB 2 超导转变温度计算值约为0 K。
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user: 摘 要 本文采用Shan-Chen多相格子Boltzmann方法建立液滴在固壁上的动力学模型。并根据该模型模拟了液滴在水平固壁上的铺展行为以及在垂直固壁上的滑移行为。 关键词 :液滴动力学，格子Boltzmann方法，流固相互作用，多相流 Copyright © 2019 by author(s) and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
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user: 1. 引言 固液相互作用流在许多领域都有应用，如地质封存二氧化碳、地下污染物修复、石油开采和质子交换膜燃料电池(PMEFC)等。 当面对这些问题时，数值技术可以提供很大帮助。典型的方法是基于离散化Navier-Stokes方程，但不容易模拟细尺度问题，且非线性对流项的处理存在困难。 格子Boltzmann方法(LBM)是一种介观尺度方法，它能够正确处理微尺度的复杂性，同时再现流动的宏观特征。Shan-Chen模型是一种多相LBM [ 1 ] ，已成功应用于许多研究 [ 2 ] 。近年来，流固相互作用的研究引起广泛关注 [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ] 。 本文根据LBM的介观特性，利用Shan-Chen多相模型建立液滴在固壁上的动力学模型。本文的主要内容如下：首先对LBM和SC模型进行了描述，接着建立固壁与液滴相互作用的模型，最后给出了应用该模型模拟液滴在固壁上铺展与滑行的结果。
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user: 2. 理论与模型 2.1. 格子Boltzmann方法 Boltzmann方程描述了由于其分子的流动和碰撞而导致的流体状态的演化。LBM是通过对Boltzmann方程的相空间进行离散化得到的，其中大量的分子速度被一组有限的速度矢量(晶格)代替 [ 1 ] 。LBM模型包含三要素：格子结构、流体粒子的离散速度集合、演化方程，其描述了流体粒子分布函数在固定格子上的演化过程 f i ( x + e i δ i ， t + δ i ) − f i ( x ， t ) = Ω i ( x ， t ) (1) 式中 x 是格子上的格点， { e i : i = 1 ， 2 ， ⋯ ， m } 是流体粒子的离散速度集合， δ t 是时间增量，t是当前时间步， f i 是以速度 e i 运动的速度分布函数， 是碰撞算子，表示流体粒子间的碰撞对速度分布函数的影响。流体的密度和宏观速度由离散分布函数的和得到 ρ = m ∑ i f i ， ρ u = m ∑ i e i f i (2) m为流体粒子质量。 2.2. 多相或多组分格子Boltzmann模型 常用的多相或多组分格子Boltzmann模型为颜色模型、自由能模型和Shan-Chen模型。由于Shan-Chen模型具有能模拟大密度差多相流的优点，本文采用Shan-Chen模型。Shan-Chen模型考虑了具有不同分子质量的任意数量组分的密度分布函数。粒子之间的相互作用通过一组势包含在动力学中。第k组分的LB方程可写成以下形式： f i k ( x + e i δ i ， t + δ i ) − f i k ( x ， t ) = − f i k ( x ， t ) − f i k ( e q ) ( x ， t ) τ k (3) 式中， f i k ( x ， t ) 是第i个速度方向上第k组分在位置 x 和时间t处的数密度分布， δ t 是时间增量。在右手边， τ k 是组分k的弛豫时间，以晶格单位表示， f i k ( e q ) ( x ， t ) 是相应的平衡分布函数。对于二维9-速度LB模型(D2Q9)，(其中D是维数，Q是速度方向数)， f i k ( e q ) ( x ， t ) 具有以下形式 f 0 k ( e q ) = α k n k − 2 3 n k u k e q ⋅ u k e q (4) f i k ( e q ) = ( 1 − α k ) n k 5 + 1 3 n k ( e i ⋅ u k e q ) + 1 2 n k ( e i ⋅ u k e q ) 2 − 1 6 n k u k e q u k e q             i = 1 ， 2 ， 3 ， 4 (5) f i k ( e q ) = ( 1 − α k ) n k 20 + 1 12 n k ( e i ⋅ u k e q ) + 1 8 n k ( e i ⋅ u k e q ) 2 − 1 24 n k u k e q u k e q         i = 5 ， 6 ， 7 ， 8 (6) 在上述方程中，离散速度 e i 取为 e i = { 0                 i = 0 ( cos ( i − 1 ) π 2 ， sin ( i − 1 ) π 2 )             i = 1 ， 2 ， 3 ， 4 2 ( cos [ ( i − 5 ) π 2 + π 4 ] ， sin [ ( i − 5 ) π 2 + π 4 ] )           i = 5 ， 6 ， 7 ， 8 (7) α k 是一个自由参数，它与纯组分k区域的声速有关，其关系式为 ( c s k ) 2 = 3 5 ( 1 − α k ) ； n k = ∑ i f i k 是k组分的数密度。k组分的质量密度 ρ k 定义为 ρ k = m k n k = m k ∑ i f i k ，组分k的流体速度 u k 定义为 ρ k u k = m k ∑ i e i f i k ，其中 m k 是k组分的分子质量。参数 u k e q 由如下关系式确定： ρ k u k e q = ρ k u ′ + τ k F k (8) 其中， F k = F 1 k + F 2 k + F 3 k 是作用于第k组分的总力，包括流体–流体相互作用 F 1 k 、外力 F 2 k 、流体–固体相互作用 F 3 k 。为使每个碰撞的动量守恒， u ′ 必须满足关系 u ′ = ( ∑ k = 1 s ρ k u k τ k ) / ( ∑ k = 1 s ρ k τ k ) (9) 假设第k组分在 x 点和第 k ¯ 组分在 x ′ 点之间的粒子相互作用力与它们的“有效数密度”的乘积 Ψ k ( n k ) 成正比， Ψ k ( n k ) 定义为局部数密度的函数。在k组分点 x 处的总流体-流体相互作用力为 F 1 k ( x ) = − Ψ k ( x ) ∑ x ′ ∑ k = 1 s G k k ¯ ( x ， x ′ ) Ψ k ¯ ( x ′ ) ( x − x ′ ) (10) 其中 G k k ¯ ( x ， x ′ ) 满足 G k k ¯ ( x ， x ′ ) = G k k ¯ ( x ′ ， x ) ，而 Ψ k ( x ) 是 x 处数密度 n k 的一个函数。 G k k ¯ ( x ， x ′ ) = { g k k ¯ ，               | x − x ′ | = 1 g k k ¯ / 4 ，       | x − x ′ | = 2 0 ，                         其 它 (11) 这里， g k k ¯ 是组分k和 k ¯ 粒子之间作用势的强度。本研究中，有效数密度 Ψ k ( n k ) 取为 n k 。 常数体积力的作用可以简单地描述为 F 2 k = ρ k g = m k n k g (12) 式中 g 是单位质量的体积力。 2.3. 流体与固壁之间的相互作用 在流体/固体界面，固壁被视为具有恒定数密度的相。流体与壁面之间的作用力描述为 F 3 k ( x ) = − n k ( x ) ∑ x ′ g k w n w ( x ′ ) ( x ′ − x ) (13) 式中， n w 是墙的数量密度，在墙处为常数，在其他地方为零， g k w 是组分k与墙之间的相互作用强度。 g k w 对非润湿流体为正，对润湿流体为负。通过调节，我们可以得到不同的润湿性。 实施Chapman-Enskog展开步骤可以获得流体混合物作为单一流体的的连续性和动量方程： ∂ ρ ∂ t + ∇ ⋅ ( ρ u ) = 0 (14) ρ [ ∂ u ∂ t + ( u ⋅ ∇ ) u ] = − ∇ p + ∇ ⋅ [ ρ ν ( ∇ u + u ∇ ) ] + ρ g (15) 式中， ρ = ∑ k ρ k 是流体混合物的总密度，总流体速度 u 由 ρ u = ∑ k ρ k u k + 1 2 ∑ k F k 定义，请注意，引入流体-固体相互作用对宏观方程没有影响，因为 F 3 k 只存在于固体/流体界面。
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user: 3. 数值模拟 应用上述模型，模拟重力作用下液滴在水平固壁上铺展演化过程以及液滴在垂直壁面上的滑行过程。液滴铺展过程如图1所示，在初始时刻，液滴为半圆形，在重力作用下，液滴沿着固壁铺展，液滴高度逐渐减小，液滴与壁面的接触线逐渐增长。液滴滑行过程如图2所示，恒定的重力沿壁面方向作用于两相流体，密度大的液滴沿着壁面下滑，液滴逐渐变形。随着时间的推进，液滴变化逐渐减弱并趋于稳定。这些模拟结果与VOF模型的模拟结果一致 [ 3 ] 。 图1. 液滴在壁面上的铺展演化过程 图2. 液滴在壁面上的滑移演化过程
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user: 4. 总结 本文基于Shan-Chen模型建立了固壁上液滴动力学模型，并成功地实现了该算法，模拟了重力作用下液滴在固体表面上的铺展以及滑移动力学行为。
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user: 摘 要 以吡嗪酮肟为配体合成了两个铁金属配合物：[Fe 2 (pyzaox) 3 (H 2 O) 3 ]∙2(NO 3 )∙(OH)∙5(H 2 O) (1)，[Fe 3 (pyzaox) 6 ]∙6(TfO)∙3(H 3 O)∙10(H 2 O)∙2(MeOH) (2)。配合物1是一个双核铁配合物，其中一个铁离子与三个吡嗪酮肟配体连接。配合物2是一个三核铁配合物，两端的铁离子分别与三个吡嗪酮肟配体连接。对配合物2进行了磁学性质的测试，测试结果表明：配合物2在1000 Oe外加直流磁场下表现出了频率依赖的实部(χ’)和虚部(χ’’)交流信号，这种低温下的慢磁弛豫现象证明了配合物2表现出单分子磁体行为。 关键词 :吡嗪肟，铁配合物，磁性研究 Copyright © 2019 by authors and Hans Publishers Inc. This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY). http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/