Balmer-Dominated Spectra of Nonradiative Shocks in the Cygnus Loop, RCW 86 and Tycho Supern

a r

X

i

v

:a

s t

r o

-

p

h

/

1

4

9

6v

1

2

4

O

c

t

2

Balmer-Dominated Spectra of Nonradiative Shocks in the Cygnus Loop,RCW 86and Tycho Supernova Remnants Parviz Ghavamian 1,3,5,John Raymond 2,R.Chris Smith 4and Patrick Hartigan 1Received Accepted by the Astrophysical Journal

ABSTRACT

We present an observational and theoretical study of the optical emission from nonradiative shocks in three supernova remnants:the Cygnus Loop,RCW86and Tycho.The spectra of these shocks are dominated by collisionally excited hydrogen Balmer lines which have both a broad component caused by proton-neutral charge exchange and a narrow component caused by excitation of cold neutrals entering the shock.In each remnant we have obtained the broad to narrow?ux ratios of the Hαand Hβlines and measured the Hαbroad component width.

A new numerical shock code computes the broad and narrow Balmer line emission from nonradiative shocks in partially neutral gas.The Balmer line?uxes are sensitive to Lyman line trapping and the degree of electron-proton temperature equilibration. The code calculates the density,temperature and size of the postshock ionization layer and uses a Monte Carlo simulation to compute narrow Balmer line enhancement from Lyman line trapping.The initial fraction of the shock energy allocated to the electrons and protons(the equilibration)is a free parameter.Our models show that variations in electron-proton temperature equilibration and Lyman line trapping can reproduce the observed range of broad to narrow ratios.The results give80%?100% equilibration in nonradiative portions of the NE Cygnus Loop(v S～300km s?1), 40%?50%equilibration in nonradiative portions of RCW86(v S～600km s?1)and ～<20%equilibration in Tycho(v S～2000km s?1).Our results suggest an inverse correlation between magnetosonic Mach number and equilibration in the observed remnants.

Subject headings:ISM:supernova remnants:shock waves,radiative transfer

1.INTRODUCTION

Supernova explosions produce some of the strongest shocks in nature.During the event,the outer layers of a star are ejected at speeds as high as30,000km s?1.The dense ejecta behave like a highly supersonic piston,producing a strong shock wave in the ISM ahead of the piston (commonly known as the forward shock).When the mass swept up by the forward shock begins to exceed the ejecta mass,the supernova remnant(SNR)enters the blast wave(Sedov-Taylor)phase of evolution(Hamilton&Sarazin1984,Truelove&McKee1999).From the genesis of the SNR through the blast wave stage the forward shock is nonradiative,meaning that it loses a negligible fraction of its internal energy to radiative cooling.

Due to the low density(n～<1cm?3)and high Mach number(M～>200)of the forward shock,the heated interstellar gas behaves like a collisionless plasma(Draine&McKee1993). According to the strong shock jump conditions,electrons and protons are heated to temperatures in a minimum ratio T e/T p=m e/m p(～1/2000).However,plasma waves and MHD turbulence at the shock front may transfer energy from protons to electrons(Tidman&Krall1971,Kennel 1985,Cargill&Papadapoulos1988),further equilibrating the two particle temperatures.Since the electrons and protons are a?ected by a di?erent range of plasma waves and the Coulomb equilibration time downstream often exceeds the age of the remnant,the two particle temperatures can remain unequal throughout the shock.The types of plasma waves excited at the shock transition(and hence the amount of collisionless heating)depend strongly on parameters such as the magnetosonic Mach number M S and magnetic?eld orientation.Due to this complicated dependence and the extreme di?culty of creating high Mach number collisionless shocks in the laboratory,the properties of collisionless shocks remain poorly understood.

In a cold(～<104K),partially ionized medium,the charged and neutral distributions respond very di?erently to the passage of a collisionless shock.The cold neutrals are initially una?ected by the shock transition,while charged particles are compressed by a factor of four and strongly heated.Some of the cold neutrals entering the shock are collisionally excited before being destroyed by collisional ionization or charge transfer.Radiative decay by these excited neutrals

produces narrow component Balmer emission with a line width given by the preshock temperature. In contrast,charge exchange between cold neutrals and protons produces fast neutrals having the velocity distribution of the postshock protons.Collisional excitation of the fast neutrals produces broad Balmer line emission(Chevalier&Raymond1978,Chevalier,Kirshner&Raymond1980 (hereafter CKR80)).While the low temperatures in radiative shocks favor the emission of strong forbidden lines such as[O II],[O III],[N II]and[S II],the high temperatures behind nonradiative shocks produce hydrogen Balmer line emission far more e?ciently.Balmer-dominated shocks have been detected in Tycho(Kirshner,Winkler&Chevalier1987(hereafter KWC87),Smith et al. 1991,Ghavamian et al.2000),SN1006(KWC87,Smith et al.1991,Winkler&Long1997), RCW86(Long&Blair1990,Smith1997),Kepler(Blair,Long&Vancura1991),portions of the Cygnus Loop(Raymond et al.1983(hereafter RBFG83),Fesen&Itoh1985,Hester,Raymond& Blair1994(hereafter HRB94)),four remnants in the LMC(Tuohy et al.1982,Smith et al.1991, 1994)and the bow shock surrounding the pulsar PSR1957+20(Aldcroft,Romani&Cordes1992).

The optically emitting layer behind a nonradiative shock is extremely thin(～<10?3pc),so the proton temperature very close to the shock front can be measured from the width of a broad Balmer line.The proton temperature in turn depends on the shock velocity through the jump conditions,making the broad line pro?le a powerful diagnostic for probing the global kinematics of young SNRs.The broad to narrow?ux ratio is another important diagnostic because it also depends on the shock velocity(CKR80,Smith et al.1991).Proper motion measurements of Balmer-dominated?laments have been combined with shock velocity estimates from the broad component to estimate distances to several young SNRs(for example see Long,Blair&van den Bergh1988for SN1006,and Hesser&van den Bergh1981for Tycho).

Balmer-dominated spectra can be di?cult to interpret because the broad component width and broad to narrow ratio yield di?erent shock velocities depending on the assumed electron-proton equilibration.Since the equilibration is not known a priori,spectroscopic observations in the past have only yielded a range of shock velocities v S from the Balmer line pro?les:a minimum v S(min) for no equilibration and a maximum v S(max)for full equilibration.In addition,collisional

excitation behind the shock generates both Lyman line photons and Balmer line photons.Lyman line trapping by slow neutrals partially converts Lyβand higher Lyman photons into Balmer line photons;this enhances the Balmer line?ux in the narrow component and complicates the diagnostic interpretation of the broad to narrow ratio(CKR80,Smith et al.1991,Ghavamian 1999)).Moreover,since the Lyβoptical depth is larger than that of Lyγ,the Hαbroad to narrow ratio is more strongly a?ected than the Hβbroad to narrow ratio.The Lyman line optical depth behind the shock typically lies between0and1,so that neither Case A nor Case B conditions apply.It is clear that disentangling the combined e?ects of Lyman line trapping and equilibration on a Balmer-dominated spectrum requires(1)the acquisition of high S/N line pro?les in both Hαand Hβ,and(2)careful modeling of the atomic physics and radiative transfer.

In§2of this paper,we present high S/N spectra of three nonradiative shocks which resolve the broad and narrow components of both Hαand Hβ.In§3,we present measurements of the Hαbroad component width and broad to narrow ratios in Hαand Hβ.We describe numerical models of nonradiative shocks in§4,including calculations of ionization structures for a range of equilibrations and Monte Carlo simulations of Lyβand Lyγtrapping.In§5we compare the observed broad to narrow ratios with model predictions and simultaneously determine both the shock velocity and equilibration for the observed SNRs.In§6we discuss our results and in§7we present our conclusions.

2.SPECTROSCOPIC OBSER V ATIONS

The spectroscopic datasets presented here were acquired over a one year period between October1997and September1998.We chose the instrumental setup for each observation to simultaneously maximize the number of detected photons and provide enough spectral resolution to separate the broad Balmer lines from the narrow Balmer lines.A log of our spectroscopic observations appears in Table1.The telescope and spectrograph con?gurations used for the observations are described below.

2.1.Cygnus Loop and Tycho

Our spectroscopic observations of NE Cygnus and Tycho were performed on the nights of October7-10,1997(UT),using the1.5meter Tillinghast re?ector telescope at the Fred Lawrence Whipple Observatory.The Schmidt camera CCD was a Loral512×2688pixel chip,with an unbinned plate scale of0.6′′per15μm pixel.To reduce readout noise during these observations, we binned the CCD chip by4pixels along the spatial direction.The spectrograph was equipped with a1200l mm?1grating blazed at5700?A,providing a dispersion of0.38?A pixel?1and spectral coverage of1000?A.With this setup,only one Balmer line could be?t on the CCD chip, so we performed the Hαand Hβobservations at di?erent times.Our target in NE Cygnus Loop was?lament P7from the list of positions observed by the Hopkins Ultraviolet Telescope during the Astro-2mission.We used a1.1′′×3′slit for Hα,yielding a resolution of1.4?A.To obtain the Hβline pro?le,we observed Cygnus P7again on the night of September26,1998(UT).In this case,we used a3′′×3′slit with the1200l mm?1grating,yielding a resolution of1.5?A.A POSS image of the Cygnus P7?lament appears in Figure1,along with the two-dimensional FAST spectrum.The one-dimensional Hαand Hβpro?les appear in Figure2.From the Hαline,we?nd a broad component width of262±32km s?1,with no evidence of forbidden line emission.The shift between the broad and narror component line centers is less than the uncertainty in broad component width,indicating a nearly edge-on viewing geometry.

The1997Tycho observations focused on the bright nonradiative shock Knot g.In these observations,we used the300l mm?1grating with a3′′slit,centered on5545?A(4000?A coverage).This convenient combination put both Hαand Hβon the CCD chip and allowed simultaneous detection of the Hαand Hβbroad components.As in the previous observations,we binned the CCD chip by4pixels.The resolution for this setup was275km s?1(6?A at Hα).It is evident from the two-dimensional spectrum(Figure3)that the Hαsurface brightness and broad component width vary with position along the Knot g?lament,re?ecting variations in preshock density,shock velocity and viewing angle.The extraction aperture shown in Figure3was centered on the upper part of Knot g,where the broad component is brightest and its width most nearly

constant(hereafter labeled Knot g(1)).The extracted Hαand Hβline pro?les appear in Figure 4.Knot g(1)is the brightest portion of the?lament(broad component FWHM of1765±110 km s?1),while the lower part Knot g(2)is fainter(broad FWHM of2105±130km s?1).The broad component center of Knot g(1)is redshifted132±35km s?1from the center of the narrow component,indicating that the plane of the shock is tilted slightly into the plane of the sky.

In the1997Tycho spectra,we detected faint di?use Hαemission above Knot g.We did not subtract the1-D di?use spectrum directly from that of Knot g(1)because then the resulting1-D spectrum becomes too noisy to detect the Hβbroad component.Instead,we measured the Hαsurface brightnesses of Knot g and the di?use emission separately,using FAST spectra acquired in1998(using the same detector setup as the1997observations,see Ghavamian et al.2000). From the1998data,we found that the Di?use Hαemission contributes approximately12%of the narrow?ux from Knot g(1).We have used this information to correct the Hαbroad to narrow ratio of Knot g(1).The di?use Hβemission is very faint and is almost lost in the noise,so we have not corrected the Hβbroad to narrow ratio.In a separate paper(Ghavamian et al.2000),we show that the di?use emission is associated with a photoionization precursor from the supernova blast wave.Since the width of the broad Hbeta line and its shift from zero velocity must be the same as from the high S/N Hαmeasurement,we hold these quantities?xed while simultaneously ?tting the broad and narrow Hβlines.Constraining the?t in this manner is useful because the S/N of the Hβbroad component is signifcantly lower than that of Hα.

Prior to our observations,the most recent spectroscopic study of Knot g was that of Smith et al.(1991),who found a broad FWHM of1900±300in Hα.This value was obtained by averaging the broad component width over the length of Knot g.We note that this velocity lies roughly midway between our separately measured broad component widths for sections(1)and (2).In addition,the average Hαbroad to narrow ratio of sections(1)and(2)lies within the range quoted by Smith et al.(1991).However,in our spectra we?nd a signi?cantly smaller shift in the broad component line center than Smith et al.(1991).This may be due to the strong variations in shock viewing angle along the length of the?lament.In Table2we present our observational

results for Knot g side by side with those of earlier papers.

Since the Hαand Hβlines were recorded simultaneously,we were able to measure the broad and narrow component Balmer decrements I Hα/I Hβseparately for Knot g(1).Although the S/N of the broad Hβline is signi?cantly lower than that of the broad Hαline,we were able to estimate the broad Hβ?ux by setting the width and center of this line equal to that of Hαduring?tting. The Balmer decrements are shown in Table3for the broad and narrow components of Tycho Knot g(1).For comparison,we have computed I Hα/I Hβfor both upper and lower limits of the visual extinction parameter(1.6≤A V≤2.6)determined by CKR80.It is evident that the narrow Balmer decrement is considerably larger than the broad Balmer decrement.Interestingly,using A V=1.6yields a broad Balmer decrement of3.67,consistent with pure collisional excitation in a high temperature(～>106K)gas.Adopting the smaller value of A V also results in better agreement between observations and models of the photoionization precursor(Ghavamian et al.2000).

2.2.RCW86

We observed the galactic SNR RCW86on April5-8,1998(UT),using the RC Spectrograph at the f/7.8focus of the CTIO4meter telescope.The RC Spectrograph features a Loral3k CCD with15μm pixels connected to a Blue Air Schmidt camera.This combination gives a plate scale of 0.5′′pixel?1.A decker allows for an adjustable slit length,with a maximum unvignetted slit size of 5′.Our observations targeted4positions around the remnant,and included moderate resolution spectra of the Hαand Hβlines.In the Hαobservations,we used the CTIO1200l mm?1grating (0.5?A pixel?1,blazed at8000?A)with a?lter inserted to exclude higher order emission lines. With a3′′slit,the spectral resolution of the Hαobservations was2.2?A,with spectral coverage of1565?A.To obtain the Hβline pro?les,we used the860l mm?1grating in2nd order(0.34?A pixel?1,blazed at5500?A),with?lter bg39to exclude higher order emission https://www.doczj.com/doc/be1624537.html,bined with a slit size of3′′,the resolution of the Hβsetup was1.4?A,with spectral coverage of1135?A.

The brightest nonradiative shocks in RCW86are located in the southwestern corner of the

remnant,?anking the bright radiative shocks(Figure5).From the two-dimensional spectrum

of SW RCW86,it is evident that some of the shocks at this location have become radiative (marked by the absence of broad Balmer emission and the presence of[N II]λλ6548,6583and [S II]λλ6716,6731lines).We centered the extraction aperture as shown in Figure5to avoid the radiative emission above and bright stellar continuum below the aperture.Both optical(Leibowitz &Danziger1983,Rosado et al.1996,Smith1997))and X-ray(Kaastra et al.1992,Smith1997, Vink,Kaastra&Bleeker1998,Petruk1999)observations have shown that the radiative emission arises from a dense cloud overrun by the supernova blast wave.The high neutral density is also responsible for the brightness of the broad and narrow Hαlines in the one-dimensional spectrum (Figure6).

We reduced all spectroscopic data using standard routines in IRAF6.After applying overscan, bias,?at?eld,response and dark count corrections to all two-dimensional spectra,we corrected for the slit function in the two-dimensional spectra using twilight sky?ights.Finally,we untilted the emission lines using wavelength solutions from calibration lamp spectra,then subtracted the sky background using night sky emission adjacent to each target object.

The spectra presented in this paper were acquired under varying photometric conditions. Skies where non-photometric during the1997observations,so we only applied a sensitivity correction to the Cygnus Loop and Tycho data.Throughout the1998observations,however, conditions at Mt.Hopkins were nearly https://www.doczj.com/doc/be1624537.html,parison of the spectra from standard stars Hiltner102,LB1240,HD192281and BD284211with one another indicates that the1998 Cygnus Loop spectrum is photometrically accurate to within20%.The Hαobservations of RCW 86were performed under nearly photometric conditions,while the Hβobservations were performed under partial cirrus.From an examination of spectra from standard stars LTT3218,LTT7379 and LTT7987,we estimate that the Hα?ux shown in Figure6is accurate to within10%.

3.Line Pro?le Fits

To extract the broad and narrow component?uxes and measure the width of the

broad component,we?t each Balmer line pro?le with two independent Gaussians plus a linear https://www.doczj.com/doc/be1624537.html,ing the IRAF deblending task SPLOT and self-written routines forχ2minimization ?tting,we obtained quantitative estimates of the line?ux,width and center of the broad and narrow Balmer lines.Since the position of the zero level background a?ects the estimated?ux of the broad component,this baseline uncertainty is the dominant source of nonrandom error in cases where the broad component is very wide and faint(as in Tycho,for example).Both the baseline uncertainty and statistical uncertainty have been included in the quoted broad to narrow ratios.

We measured the broad component widths from the Hαline pro?les,then corrected for the instrumental response by subtracting the narrow component width in quadrature from the broad component width.In each case,the narrow component widths were equal to the instrumental resolution(they were unresolved).The broad and narrow components are most tightly blended in the Cygnus P7line pro?les.The error bars on the Hαand Hβbroad to narrow ratios are correspondingly larger.

4.The Numerical Shock Models

The goal of the numerical models is to calculate the Hαand Hβbroad to narrow ratios for arbitrary shock speed,equilibration and preshock neutral https://www.doczj.com/doc/be1624537.html,paring the predicted broad to narrow ratios with the observed values should then allow us to constrain the shock velocity and equilibration of the observed SNRs.To compute the Balmer line?ux from a nonradiative shock, we have computed the density and temperature of the postshock gas as a function of position.We have used the results of these calculations to compute the Lyβand Lyγoptical depths behind the shock.The Lyman optical depth behind the shock typically lies between0and1,meaning that neither Case A nor Case B conditions apply.

4.1.Cross Sections

We have consulted the following sources for collision cross sections and strengths:

Collisional Ionization and Charge Exchange:In the shock models we use the polynomial?t to the electron-hydrogen ionization cross section from Janev et al.(1987).The proton ionization cross section is from a numerical?t by Janev et al.that reproduces the experimental data of Shah et al.(1998),Shah,Elliott&Gilbody(1987)and Shah&Gilbody(1981)to within their uncertainties.The H?H+charge exchange rate used in the shock code has been taken from the analytic?t of Freeman&Jones(1974).

Collisional Excitation:For electron temperatures below5×105K,we use the polynomial

?ts of Giovanardi,Natta&Palla(1987)to the3s,p,d and4s,p,d,f collision strengths.Above 5×105K,we compute the collision rates directly using the modi?ed Born approximation cross sections of Whelan(1986).The available data on proton excitation is relatively sparse in the literature,and theoretical cross sections to n=3and4have only recently become available. The close-coupling calculations by Mart′?n(1999)include cross sections to?ne structure levels

of n=3and4for proton energies above40keV.The calculations of Mart′?n include charge exchange into excited states,a process which contributes as much as20%to the Balmer line?ux at high shock velocities(v S～>1500km s?1).The theoretical values agree reasonably well with the experimental measurements of Detle?sen et al.(1994),which covered proton energies in the range 40keV≤E≤800keV.The shock code utilizes the cross sections of Mart′?n(1999)and uses the calculations of McLaughlin et al.(1998)to estimate excitation cross sections between10and40 keV.

4.2.Ionization Structures

The shock structure calculation is initiated by using the jump conditions to set the temperature and density at the?rst time step.The equations describing the number densities of slow neutrals,fast neutrals,electrons and protons form a set of coupled,linear di?erential

equations which can be solved together to calculate the density of each species behind the shock. Assuming a pure H plasma(n e=n p),the equation for the slow neutrals is

dn H0(s)

v S(CKR80,Smith et al.

4

1991).Slow neutrals can also encounter an anisotropic electron distribution if the plasma is

far from temperature equilibrium and the postshock bulk velocity is comparable to the electron thermal speed.

Another important complication occurs when the temperatures of the electrons and fast neutrals are unequal.For the case T e=T p(equilibrated plasma),the electron thermal speed is43 times higher than the fast neutral thermal speed(=proton thermal speed).The fast neutrals are e?ectively at rest relative to the electrons,and the ionization rate integral is simple to evaluate. However,for an unequilibrated case,the collision rate integral involves the distribution functions of both electrons and fast neutrals,and becomes a complicated6-dimensional integral over the velocities of both species(Smith et al.1991).Fortunately,the electron-fast neutral collision rate integrals can be reduced to one-dimensional form involving the relative speed of the two particle species(Bandiera,1998;Weisheit,1998).Throughout the shock code,we have computed the electron-fast neutral and electron-slow neutral rates using the reduced integral.

As mentioned earlier,electrons and protons behind a nonradiative shock can be heated to very di?erent fractions of the bulk?ow energy.The total thermal energy E tot acquired by the postshock gas is,however,constant:

E tot=3

16

m p v2S(5)

The initial fraction of this energy going into electrons and protons is controlled by collisionless heating at the shock front,and is therefore a free parameter.Let us de?ne the parameter f eq such that f eq=0for no initial electron-proton equilibration and f eq=1for full initial electron-proton equilibration.The postshock temperatures for arbitrary f eq are then

T p=T0p+1

16

(m e f eq+(2?f eq)m p)

v2S

2

3

k

(7)

where T0p,e are the preshock proton and electron temperatures,respectively.For the extreme cases of no equilibration and full equilibration,

T p,e=T0p,e+3

k

v2S(f eq=0)(8)

and

T p,e=T0p,e+1

16

(m e+m p)

2

3

k

v2S(f eq=1)(9)

The temperature of the preshock medium is generally low enough so that T0p=T0e(=T0).The initial ratio of T e/T p behind the shock can be obtained by dividing Equations7and6.Assuming that T0p and T0e are small enough to ignore,

T e

2?f eq

(10) where terms involving m e/m p have been dropped.A diagram showing the dependence of T e and T p on v S and f eq appears in Figure7.

To illustrate the dependence of postshock ionization structures on the shock velocity and equilibration,we now describe four numerical models(assuming preshock parameters n0=1 cm?3,f H0=0.5,T0=5,000K):

250and500km s?1:The postshock electron and proton temperatures equilibrate rapidly in the250km s?1model,even when f eq=0.The protons are too cold to appreciably ionize H,so charge transfer and electron collisions dominate the ionization balance of the postshock gas.The slow and fast neutral densities are shown as a function of position behind the shock in Figure8. Coulomb collisions in the500km s?1,f eq=0model only produce30%equilibration by the time the neutrals fully ionize,and once again charge exchange is the dominant interaction between protons and neutral atoms.In this model,the broad and narrow Balmer emission is produced well before equilibration is complete.Note that the ionization zones for both250km s?1and500 km s?1models are more extended for low equilibration than for high equilibration.At higher equilibrations the electrons are hotter,ionizing the gas more e?ciently and reducing the thickness of the postshock neutral layer.At?xed equilibration,the size of the neutral layer is proportional to the shock velocity.Therefore,the faster the?ow,the larger the neutral layer.

1500and2500km s?1:There are two important di?erences between these models and those at lower shock velocity.First,T p in a high velocity f eq=0shock starts o?so much higher than T e that electron-proton equilibration is only a few percent complete by the time all the neutrals

disappear and all the Balmer emission is produced.Second,the proton ionization rate is now comparable to the electron ionization rate,and a sizable fraction of the Balmer line emission

is produced by proton excitation.At these shock velocities,the proton-slow neutral collision rate is a factor of2or more higher than the proton-fast neutral collision rate,due to the bulk velocity-shifted proton distribution encountered by the slow neutrals.At?xed shock velocity, the size of the postshock ionization layer is larger for high equilibration than low equilibration (Figure8),the opposite of the250and500km s?1models.

4.3.Calculation of Broad FWHM vs.Shock Velocity

To make the best use of the observational data,we have used the broad component Hαwidths in each SNR to bracket the range of possible shock velocities.For a given broad component width, no equilibration(f eq=0)yields the smallest shock velocity v S(min),while full equilibration (f eq=1)yields the largest shock velocity v max(CKR80,Smith1991).Intermediate equilibrations yield intermediate v S.For each observed shock,we ran numerical models sampling a range of

f eq between0and1,with each value of f eq mappin

g onto a unique v S.We then compared the output Hαand Hβbroad to narrow ratios wit

h the observed values.In this manner,our models self consistently utilized all of the relevant observables from each Balmer line spectrum.

For a given broad FWHM,the map between f eq and v S is the line pro?le functionφ(v x) (Smith et al.1991,CKR80).For a plane parallel shock viewed edgewise,φ(v x)is de?ned as the number of fast neutrals with velocity v x along the line of sight:

l3p

φ(v x)=

v S is the bulk velocity of

4

the shocked gas,taken to be along the z axis.We have computedφ(v x)numerically for a range of f eq and v S.In Figure9we present plots of the expected FWHM vs.shock velocity for four equilibrations.We have used these results to estimate v S for the observed nonradiative shocks,

listed in Table4for the limits of no equilibration and full equilibration.

4.4.Monte Carlo Models of Lyβand LyγTrapping

With the densities and temperatures of di?erent particle species known for a given v S and f eq,we can now quantitatively estimate the contribution of Lyman line trapping to the Hαand Hβlines.Since Lyman photons are emitted with Doppler shifts randomly distributed over the line pro?le,it is possible for a Lyman photon generated near line center of a fast neutral to be absorbed by a slow neutral,and vice versa.The conversion of Lyman line photons to Balmer line photons depends on the likelihood of absorption.Due to the3

the shock according to the emissivity.If a given excitation produces a Lyman photon,the photon is followed along a randomly oriented ray until it is either converted into a Balmer photon or escapes from the grid.After10,000excitations,the number of accumulated broad and narrow Balmer photons is divided to obtain the broad to narrow intensity ratio.

Before we compare our models with the observations,we note that our predicted broad to narrow ratios o?er a number of improvements over previous calculations(such as those of HRB94). The current models utilize more recent atomic rates and compute the broad to narrow ratios for both Hαand Hβ.Our new models also include direct collisional excitation of hydrogen by protons. Finally,by arranging our models into a grid we have been able to predict broad to narrow ratios for a single set of models covering a wide range of shock velocities and equilibrations.

https://www.doczj.com/doc/be1624537.html,parison of Models and Observations

With the numerical models available,we can now estimate v S and f eq for Cygnus P7,SW RCW86and Tycho Knot g(1).There is observational evidence that the temperature ahead

of nonradiative shocks can be as high as40,000K(Ghavamian et al.2000,Smith et al.1994, HRB94).The model predictions are rather insensitive to the preshock temperature(the Lyman optical depth at line center∝T?1/2),so in the following sections we have set T0=5,000K in all models.It should also be noted that since the preshock neutral density is equal to the neutral fraction times the total preshock density(n H0=f H0n0),predicted broad to narrow ratios from models with high f H0and low n H0are similar to models with low f H0and high n0.The reasons for this property are that(1)the total preshock density scales out of the ratio of the broad to narrow Lyman line optical depths,and(2)the equilibration,ionization and charge exchange times behind the shock scale as1/n0,o?setting the in?uence of varying n0on the excitation/ionization rates.Along with v S and f eq,the preshock neutral fraction f H0is the most important quantity a?ecting the broad to narrow ratios.For this reason,we set n0=1cm?3in the models which follow.

5.1.Cygnus Loop P7

To interpret our results we ran numerical shock models using the fractional equilibrations f eq=0,0.03,0.05,0.2,0.5,0.8and1.0,along with their corresponding shock velocities of265,268, 270,273,296,332and365km s?1.The predicted Hαand Hβbroad to narrow ratios are shown in Figure10vs.equilibration for preshock ionization fractions of0.1,0.5and0.9.In these models, the total preshock density is1cm?3.Each curve in the?gure corresponds to a di?erent preshock neutral fraction f H0.Each point along a given curve corresponds to a di?erent equilibration and maps to a di?erent shock velocity.An outstanding feature of the models is that the broad to narrow ratios reach a maximum at low equilibration.The peak occurs because the broad to narrow ratios are proportional to the ratio of the charge exchange rate to the collisional ionization rate.In these models the ratio peaks in the range0.03～

Although variations in f H0do a?ect the shape and position of the broad to narrow curves, the most conspicuous feature in Figure10is that the broad to narrow ratios are predominantly sensitive to f eq(and hence v S).The?gure shows that the higher equilibration models match the observations best.In Hα,the predicted broad to narrow ratios fall slightly above the observed values.The best match occurs for full equilibration,where the model value lies～10%above the upper error bar of the observations.However,the Hβbroad to narrow ratio does agree with observations,favoring f eq≈0.8?1.0(T e/T p=0.7?1.0from Equation10).Excluding the uncertainty in broad FWHM,the implied range of shock velocities is300?365km s?1.

The disagreement between the observed and predicted Hαbroad to narrow ratios may be due to the excitation cross sections utilized in the models.In the range of shock velocities implied by the observations,the thermal energy of the postshock electrons is～<15Rydbergs(1Rydberg= 13.6eV).At these energies,the collisional excitation cross sections are not as well determined as the cross sections at higher energies.This uncertainty is translated directly into the calculated broad to narrow ratios.

The Cygnus P7shock lies～25′NW of the?lament previously studied by RBFG83and HRB94.In their analysis,HRB94concluded that their observed shock has recently slowed due to an encounter with a density enhancement in the ISM.The shock observed by RBFG83and HRB94exhibits an Hαbroad component width～130km s?1and an Hαbroad to narrow ratio ～1.6.In addition,faint[O III],[N II]and[S II]emission can be seen in this?lament.These features are markedly di?erent from those of Cygnus P7.In a pure Balmer line?lament in the western Cygnus Loop,Tre?ers(1981)also measured an Hαbroad component width～130km s?1, with broad to narrow ratio～1.Since the broad to narrow ratio is proportional to the ratio of the charge exchange rate to the ionization rate(CKR80,Smith et al.1991),the di?erence between the Cygnus P7broad to narrow ratio and those of other?laments may be due to the fact that the collisional ionization rate of hydrogen rises strongly with shock velocity for100～

Overall,our derived shock velocity for Cygnus P7lies well above values obtained in most other optical studies of the Cygnus Loop.Previous observations using spectrophotometry(Raymond et al.1980,RBFG83,Fesen,Kirshner&Blair1982,Fesen&Itoh1985,Raymond1988,HRB94), Fabry Perot spectrometry(Kirshner&Taylor1976,Tre?ers1981,Shull&Hippelein1991)and narrow band imagery(Fesen,Kwitter&Downes1992,Levenson et al.1998)have detected shock waves in various stages of evolution,from nonradiative to fully radiative.These observations have yielded shock velocities～100km s?1for the bright,radiative?laments and～150?200km s?1for the faint,partially radiative/nonradiative?laments.However,Kirshner&Taylor(1976)and Shull &Hippelein(1991)detected face-on Hαemission near the center of the Cygnus Loop,blueshifted to velocities～350?400km s?1.These authors suggested that the face-on emission is produced by the supernova blast wave propagating into the low density ISM.Soft X-ray observations of the Cygnus Loop(Ku et al.1984,Levenson et al.1999)con?rm the presence of fast(～400km s?1) shocks in this remnant,including locations where there is no optical emission(the preshock gas is fully ionized).The Cygnus P7shock is similar in speed to both the X-ray determined blast wave velocity and the blueshifts seen by Kirshner&Taylor(1976)and Shull&Hippelein(1991).

如何写先进个人事迹

如何写先进个人事迹 篇一：如何写先进事迹材料 如何写先进事迹材料 一般有两种情况：一是先进个人，如先进工作者、优秀党员、劳动模范等；一是先进集体或先进单位，如先进党支部、先进车间或科室，抗洪抢险先进集体等。无论是先进个人还是先进集体，他们的先进事迹，内容各不相同，因此要整理材料，不可能固定一个模式。一般来说，可大体从以下方面进行整理。 (1)要拟定恰当的标题。先进事迹材料的标题，有两部分内容必不可少，一是要写明先进个人姓名和先进集体的名称，使人一眼便看出是哪个人或哪个集体、哪个单位的先进事迹。二是要概括标明先进事迹的主要内容或材料的用途。例如《王鬃同志端正党风的先进事迹》、《关于评选张鬃同志为全国新长征突击手的材料》、《关于评选鬃处党支部为省直机关先进党支部的材料》等。 (2)正文。正文的开头，要写明先进个人的简要情况，包括：姓名、性别、年龄、工作单位、职务、是否党团员等。此外，还要写明有关单位准备授予他(她)什么荣誉称号，或给予哪种形式的奖励。对先进集体、先进单位，要根据其先进事迹的主要内容，寥寥数语即应写明，不须用更多的文字。 然后，要写先进人物或先进集体的主要事迹。这部分内容是全篇材料

的主体，要下功夫写好，关键是要写得既具体，又不繁琐；既概括，又不抽象；既生动形象，又很实在。总之，就是要写得很有说服力，让人一看便可得出够得上先进的结论。比如，写一位端正党风先进人物的事迹材料，就应当着重写这位同志在发扬党的优良传统和作风方面都有哪些突出的先进事迹，在同不正之风作斗争中有哪些突出的表现。又如，写一位搞改革的先进人物的事迹材料，就应当着力写这位同志是从哪些方面进行改革的，已经取得了哪些突出的成果，特别是改革前后的．经济效益或社会效益都有了哪些明显的变化。在写这些先进事迹时，无论是先进个人还是先进集体的，都应选取那些具有代表性的具体事实来说明。必要时还可运用一些数字，以增强先进事迹材料的说服力。 为了使先进事迹的内容眉目清晰、更加条理化，在文字表述上还可分成若干自然段来写，特别是对那些涉及较多方面的先进事迹材料，采取这种写法尤为必要。如果将各方面内容材料都混在一起，是不易写明的。在分段写时，最好在每段之前根据内容标出小标题，或以明确的观点加以概括，使标题或观点与内容浑然一体。 最后，是先进事迹材料的署名。一般说，整理先进个人和先进集体的材料，都是以本级组织或上级组织的名义；是代表组织意见的。因此，材料整理完后，应经有关领导同志审定，以相应一级组织正式署名上报。这类材料不宜以个人名义署名。 写作典型经验材料-般包括以下几部分： (1)标题。有多种写法，通常是把典型经验高度集中地概括出来，一

滑板动作大全

滑板动作大全 公司内部档案编码：[OPPTR-OPPT28-OPPTL98-OPPNN08]

regular习惯为左脚在前的滑板姿势 goofy习惯为右脚在前的滑板姿势 fakie倒滑的姿势 swtich使用不习惯的站立姿势做动作 ollie豚跃，滑板中最基本的动作，就是普通人俗称的跳了；正常的滑行姿势，后脚发力起跳 nollie正常滑板姿势，起跳使用钱叫发力的豚跃姿势 manul只用两个后轮滑行的动作 nosemanul只用两个前轮滑行的动作 frontside 180可以简单用fs表示带板跳外转180度 backside 180可以简单用bs表示带板跳内转180度 popshoveit板向身体内侧方向平转180度，人不转 front popshoveit板向身体外侧方向平转180度，人不转 kickflip可以简单用kf表示前脚向身体外侧踢板，使板自转 heelflip可以简单用hf表示前脚向身体内侧踢板，使板自转

5050面对障碍物，做滑双桥的动作 backside 5050背对障碍物，做滑双桥的动作 5-0面对障碍物，做滑后桥，板与障碍物平行或面向前板向外45度左右backside 5-0背对障碍物，做滑后桥，板与障碍物平行或背向前板向内45度左右 noseslide背对障碍物，外跳转90度做滑板头的动作 frontslide noseslide面对障碍物，内跳转90度做滑板头的动作tailslide面对障碍物，外跳转90度，滑板尾 backslide tailslide背对障碍物，内跳转90度，滑板尾 nosegrind面对障碍物，滑前桥，板与障碍物平行 backside nosegrind背对障碍物，滑前桥，板与障碍物平行 crooked grind可以简单用k-grind表示背对障碍物，同时滑前桥和板头，面向前，板与障碍物成45度左右 front side crooked grind面对障碍物，同时滑前桥和板头，背向前，板与障碍物成45度左右boardslide背对障碍物，外跳转90度，滑板底frontside boardslide面对障碍物，内跳转90度，滑板底

半导体激光器驱动电源的控制系统

半导体激光器驱动电源的控制系统 使用单片机对激光器驱动电源的程序化控制，不仅能够有效地实现上述功能，而且可提高整机的自动化程度。同时为激光器驱动电源性能的提高和扩展提供了有利条件。 1 总体结构框图 本系统原理，主要实现电流源驱动及保护、光功率反馈控制、恒温控制、错误报警及键盘显示等功能，整个系统由单片机控制。本系统中选用了C8051F单片机。C8051F单片机是完全集成的混合信号系统级芯片(SOC)，他在一个芯片内集成了构成一个单片机数据采集或控制系统所需要的几乎所有模拟和数字外设及其他功能部件，如本系统中用到的ADC和DAC。这些外设部件的高度集成为设计小体积、低功耗、高可靠性、高性能的单片机应用系统提供了方便，也大大降低了系统的成本。光功率及温度采样模拟信号经放大后由单片机内部A/D 转换为数字信号，进行运算处理，反馈控制信号经内部D/A转换后再分别送往激光器电流源电路和温控电路，形成光功率和温度的闭环控制。光功率设定从键盘输入，并由LED数码管显示激光功率和电流等数据。 2 半导体激光器电源控制系统设计 目前，凡是高精密的恒流源，大多数都使用了集成运算放大器。其基本原理是通过负反作用，使加到比较放大器两个输入端的电压相等，从而保持输出电流恒定。并且影响恒流源输出电流稳定性的因素可归纳为两部分：一是构成恒流源的内部因素，包括：基准电压、采样电阻、放大器增益(包括调整环节)、零点漂移和噪声电压;二是恒流源所处的外部因素，包括：输入电源电压、负载电阻和环境温度的变化。 2.1 慢启动电路 半导体激光器往往会因为接在同一电网上的多种电器的突然开启或者关闭而受到损坏，这主要是由于开关的闭合和开启的瞬间会产生一个很大的冲击电流，就是该电流致使半导体激光器损坏，介于这种情况，必须加以克服。因此，驱动电源的输入应该设计成慢启动电路，以防损坏，：左边输入端接稳压后的直流电压，右边为输出端。整个电路的结构可看作是在射级输出器上添加了两个Ⅱ型滤波网络，分别由L1，C1，C2和L2，C6，C7组成。电容C5构成的C型滤波网络及一个时间延迟网络。慢启动输入电压V在开关和闭合的瞬间产生大量的高频成分，经过图中的两个Ⅱ型网络滤出大部分的高频分量，直流以及低频分量则可以顺利地经过。到达电阻R和C组成的时间延迟网络，C2和C4并联是为了减少电解电容对高频分量的电感效应。 2.2 恒流源电路的设计 为了使半导体激光器稳定工作，对流过激光器的电流要求非常严格，供电电路必须是低噪声的稳定恒流源驱动，具体电路。 使用单片机对激光器驱动电源的程序化控制，不仅能够有效地实现上述功能，而且可提高整机的自动化程度。同时为激光器驱动电源性能的提高和扩展提供了有利条件。 1 总体结构框图 本系统原理，主要实现电流源驱动及保护、光功率反馈控制、恒温控制、错误报警及键盘显示等功能，整个系统由单片机控制。本系统中选用了C8051F单片机。C8051F单片机是完全集成的混合信号系统级芯片(SOC)，他在一个芯片内集成了构成一个单片机数据采集或控制系统所需要的几乎所有模拟和数字外设及其他功能部件，如本系统中用到的ADC和DAC。

最新小学生个人读书事迹简介怎么写800字

小学生个人读书事迹简介怎么写800字 书,是人类进步的阶梯,苏联作家高尔基的一句话道出了书的重要。书可谓是众多名人的“宠儿”。历来,名人说出关于书的名言数不胜数。今天小编在这给大家整理了小学生个人读书事迹,接下来随着小编一起来看看吧! 小学生个人读书事迹1 “万般皆下品,惟有读书高”、“书中自有颜如玉,书中自有黄金屋”,古往今来,读书的好处为人们所重视,有人“学而优则仕”,有人“满腹经纶”走上“传道授业解惑也”的道路……但是,从长远的角度看,笔者认为读书的好处在于增加了我们做事的成功率,改善了生活的质量。 三国时期的大将吕蒙,行伍出身,不重视文化的学习,行文时,常常要他人捉刀。经过主君孙权的劝导,吕蒙懂得了读书的重要性,从此手不释卷,成为了一代儒将,连东吴的智囊鲁肃都对他“刮目相待”。后来的事实证明,荆州之战的胜利,擒获“武圣”关羽,离不开吕蒙的“运筹帷幄,决胜千里”,而他的韬略离不开平时的读书。由此可见,一个人行事的成功率高低,与他的对读书,对知识的重视程度是密切相关的。 的物理学家牛顿曾近说过,“如果我比别人看得更远,那是因为我站在巨人的肩上”,鲜花和掌声面前,一代伟人没有迷失方向,自始至终对读书保持着热枕。牛顿的话语告诉我们,渊博的知识能让我们站在更高、更理性的角度来看问题,从而少犯错误,少走弯路。

读书的好处是显而易见的,但是,在社会发展日新月异的今天,依然不乏对读书,对知识缺乏认知的人,《今日说法》中我们反复看到农民工没有和用人单位签订劳动合同,最终讨薪无果;屠户不知道往牛肉里掺“巴西疯牛肉”是犯法的;某父母坚持“棍棒底下出孝子”,结果伤害了孩子的身心,也将自己送进了班房……对书本,对知识的零解读让他们付出了惨痛的代价,当他们奔波在讨薪的路上,当他们面对高墙电网时,幸福,从何谈起?高质量的生活,从何谈起? 读书,让我们体会到“锄禾日当午,汗滴禾下土”的艰辛;读书,让我们感知到“四海无闲田,农夫犹饿死”的无奈;读书,让我们感悟到“为报倾城随太守,西北望射天狼”的豪情壮志。 读书的好处在于提高了生活的质量,它填补了我们人生中的空白,让我们不至于在大好的年华里无所事事,从书本中,我们学会提炼出有用的信息,汲取成长所需的营养。所以,我们要认真读书,充分认识到读书对改善生活的重要意义,只有这样,才是一种负责任的生活态度。 小学生个人读书事迹2 所谓读一本好书就是交一个良师益友,但我认为读一本好书就是一次大冒险,大探究。一次体会书的过程,真的很有意思,咯咯的笑声,总是从书香里散发;沉思的目光也总是从书本里透露。是书给了我启示,是书填补了我无聊的夜空,也是书带我遨游整个古今中外。所以人活着就不能没有书,只要爱书你就是一个爱生活的人,只要爱书你就是一个大写的人,只要爱书你就是一个懂得珍惜与否的人。可真所谓

Zeiss 激光扫描共聚焦显微镜 操作手册

Zeiss 激光扫描共聚焦显微镜操作手册 目录: 1 系统得组成 系统组成及光路示意图 实物照片说明 2 系统得使用 2、1 开机顺序 2、2 软件得快速使用说明 2、3 显微镜得触摸屏控制 2、4 关机顺序 3 系统得维护 1 系统得组成 激光扫描共聚焦显微镜系统主要由:电动荧光显微镜、扫描检测单元、激光器、电脑工作站及各相关附件组成。 系统组成及光路示意图: 电脑工作站 激光器 电动荧光显微镜扫描检测单元 实物照片说明: 电动荧光显微镜 扫描检测单元 CO2 培养系统控制器 激光器 电脑工作站 2 系统得使用 2、1 开机顺序 (1)打开稳压电源(绿色按钮) 等待2 分钟(电压稳定)后,再开其它开关 (2)主开关[ MAIN SWITCH ]“ON” 电脑系统[ SYSTEMS/PC ]“ON” 扫描硬件系统[ PONENTS ]“ON” (3)打开[ 电动显微镜开关] 打开[ 荧光灯开关] (注:具有5 档光强调节旋钮) (4)Ar 离子激光器主开关“ON” 顺时针旋转钥匙至“—” 预热等待约15分钟, 将激光器[ 扳钮] 由“Standby”扳至 “Laser run”状态,即可正常使用 (5)打开[ 电脑开关],进入操作系统

注:键盘上也具有[ 电脑开关] 2、2 软件得快速使用说明 (1)电脑开机进入操作系统界面后,双击桌面共聚焦软件ZEN 图标 (2)进入ZEN 界面,弹出对话框: “Start System”——初始化整个系统,用于激光扫描取图、 分析等。 “Image Processing”——不启动共聚焦扫描硬件,用于已 存图像数据得处理、分析。 (3)软件界面: 1 功能界面切换:扫描取图(Acquisition)、图像处理(Processing)、维护(Maintain) (注:Maintain仅供Zeiss专业工程师使用) 2 动作按钮; 3 工具组(多维扫描控制); 4 工具详细界面; 5 状态栏; 6 视窗切换按钮; 7 图像切换按钮;8 图像浏览/预扫描窗口;9 文档浏览/处理区域;10 视窗中图像处理模块 动作按钮: Single ——扫描单张图片、并在图像预览窗口显示。 Start ——开始扫描单张图片或一个实验流程(1组图片,如XYZ、XYT 等)。 Stop ——暂停/结束扫描。 New ——建立一个新图像扫描窗口/文档。 激光连接状况检查 眼睛观察/相机/共聚焦LSM 光路切换(ZEN软件界面右上角): Ocular ——通过观察筒用眼睛观察。(激光安全保护装置自动阻断激光、保护眼睛。) Camera ——光路切换至相机。 LSM ——共聚焦扫描成像光路。 显微镜设置: “Ocular”——> “Light Path”——> 点击物镜图标,选择物镜——> 样品聚焦。 透射光控制(Transmitted Light Control) 反射光光闸控制(Reflected Light Shutter) 荧光激发块选择(Reflector) 共聚焦LSM 扫描设置 点击“LSM”(ZEN软件界面右上角),系统切换至共聚焦扫描光路: 光路设置: Smart Setup ——自动预设光路 选取“荧光探针”、“颜色”、扫描方法, 应用“Apply”。 (注:Fastest 为最快速扫描,多条激光谱线同时扫 描。Best signal 为最佳信号扫描,多条激光谱线顺 序扫描。Best promise 为兼顾速度与信号得折

滑板动作专业名词中英文对照

regular习惯为左脚在前的滑板姿势 goofy习惯为右脚在前的滑板姿势 fakie倒滑的姿势 swtich使用不习惯的站立姿势做动作 ollie豚跃，滑板中最基本的动作，就是普通人俗称的跳了；正常的滑行姿势，后脚发力起跳nollie正常滑板姿势，起跳使用钱叫发力的豚跃姿势 manul只用两个后轮滑行的动作 nosemanul只用两个前轮滑行的动作 frontside 180可以简单用fs表示带板跳外转180度 backside 180可以简单用bs表示带板跳内转180度 popshoveit板向身体内侧方向平转180度，人不转 front popshoveit板向身体外侧方向平转180度，人不转 kickflip可以简单用kf表示前脚向身体外侧踢板，使板自转 heelflip可以简单用hf表示前脚向身体内侧踢板，使板自转 5050面对障碍物，做滑双桥的动作 backside 5050背对障碍物，做滑双桥的动作 5-0面对障碍物，做滑后桥，板与障碍物平行或面向前板向外45度左右 backside 5-0背对障碍物，做滑后桥，板与障碍物平行或背向前板向内45度左右noseslide背对障碍物，外跳转90度做滑板头的动作 frontslide noseslide面对障碍物，内跳转90度做滑板头的动作 tailslide面对障碍物，外跳转90度，滑板尾 backslide tailslide背对障碍物，内跳转90度，滑板尾

nosegrind面对障碍物，滑前桥，板与障碍物平行 backside nosegrind背对障碍物，滑前桥，板与障碍物平行 crooked grind可以简单用k-grind表示背对障碍物，同时滑前桥和板头，面向前，板与障碍物成45度左右 front side crooked grind面对障碍物，同时滑前桥和板头，背向前，板与障碍物成45度左右boardslide背对障碍物，外跳转90度，滑板底 frontside boardslide面对障碍物，内跳转90度，滑板底 smith面对障碍物外跳转45度，滑后桥和板底，面向前板向外45度 backside smith背对障碍物内跳转45度，滑后桥和板底，背向后板向内45度 feeble面对障碍物内跳转45度，滑后桥和板底，背向后板向内45度 backslide feeble背对障碍物外跳转45度，滑后桥和板底，面向前板向外45度 salar面对障碍物，内跳转45度，背向后滑后桥，板与障碍物向内成45度 backside salar背对障碍物，外跳转45度，面向前滑后桥，板与障碍物向外成45度 nose blunt面对障碍物，外跳转90度，滑板头跟前轮，板与障碍物成90度 backside nose blunt背对障碍物，内跳转90度，滑板头跟前轮，板与障碍物成90度 tail blunt背对障碍物，外跳转90度，滑板尾跟后轮，板与障碍物成90度 frontslide tail blunt面对障碍物，内跳转90度，滑板尾跟后轮，板与障碍物成90度 lipslide面对障碍物，外转90度，面向前，滑板底 backside lipslide背对障碍物，内转90度，背向前，滑板底 over crooked面对障碍，外转45度，滑板头和前桥，面向前，板与障碍物成45度 backside over crooked背对障碍，内转45度，滑板头和前桥，背向前，板与障碍物成45度 frontside flip带板外跳转180度，同时做kickflip动作 backside flip带板内跳转180度，同时做kickflip动作

光纤激光器的控制系统

光纤激光器的控制系统 随着激光器在切割、焊接、表面处理等广泛应用。文中设计了应用于激光打标的功率控制系统，采用数字电位器方式使激光器的性能得到大幅提高，硬件电路设计结构简单、系统响应速度快，不需要额外器件，成本低廉、功能齐全、实用性强。 1、系统总体设计 1.1、控制系统设计 控制系统主要由单片机MC9S12XDP512、开关电源PC0-6131、数字电位器DS1867、数字温度传感器DS18B20、LCD1602显示器、键盘和报警装置等组成。 系统进行读写操作时，光纤激光器输出功率由单片机进行控制调节，提供所需要的激光功率，功率设定时，由单片机MC9S12XDP512对数字电位器DS1867输出电阻进行控制，以改变开关电源控制端的输入电压，使开关电源的输出电流改变，得到光纤激光器输出功率所需要的驱动电流，从而实现激光输出功率的变化。同时利用数字温度传感器对光纤激光器工作环境温度进行采集，利用单片机实现对温度数据的处理，当温度超出规定的40℃时，单片机会控制发光二级管进行温度报警，并利用LCD显示装置显示信息，用户可实时了解激光器的工作情况。 1.2、控制原理 激光器为电流型驱动器件，驱动电流是输出光功率的前提，通过改变激光器电源电流的大小来改变激光器的输出功率。系统控制激光器的输出功率的基本方法是：由单片机控制数字电位器DS1867的输出电阻，使开关电源控制端的电压改变，从而控制了开关电源的输出电流，改变光纤激光器功率的输出。 数字电位器DS1867的输出电阻由式(1)计算 R=D×RWL+RW (1) 其中，RW为滑臂电阻，即为内部电位器电子开关电阻，通常RW≤100 Ω，典型值为40 Ω；RWL为数字电位器DS1867内部电子阵列中每个电阻单元的阻值；D为输入的数字量。根据光纤激光器功率控制的要求，即用户对光纤激光器的输出功率性能的要求，设计出用户要求的10等级功率输出产品，不同的功率等级输出对激光打标的对象有不同的要求。经实验得出，系统设计需要开关电源输出电流的变化范围为0～12 A，功率对应电流线性输出，允许功率稳定度有1％的误差波动。把光功率分成10个等级输出，输入数字量D的值如表1所示，可以通过查表实现。 2、系统的硬件设计 2.1、单片机的选择 单片机MC9S12xDP512是Freescale公司生产的一种16位器件，其包括大量的片上存储器和外部I／O。由16位中央处理单元(CPU12X)、512 kB程序Flash、12 kB RAM、8 kB 数据Flash组成片内存储器。同时还包含两个异步串行通信接口(SCI)、一个串行外设接口(SPI)、一个8通道输入捕捉／输出比较(IC／OC)定时模块(TIM)、16通道12位A／D转换器(ADC)和一个8通道脉冲宽度调制模块(PWM)。MC9S12XD512具有91个独立的数字I ／O口，其中某些数字I／O口具有中断和唤醒功能。该单片机功能强大、运算速度快、可

滑板车行业在中国市场前景

滑板车行业在中国市场前景 如今，不管是在城市的广场、公园，还是在农村的宅院、公路上，时常能看到孩子们在玩滑板车，滑板车已成为当今孩子必不可少的玩具。14年前，在没有滑板车的吉林省市场闯进了一位传奇的创业人物，他让吉林的孩子们有了新奇的玩具，并带动了一批人跟着他创业，他就是李彦民。 1999年，李彦民认识了一个加工生产滑板车的朋友，并从他那了解到，滑板车在国外很受孩子们欢迎，不仅能锻炼孩子的平衡能力，而且有益于健身。当李彦民听说该产品只出口国外，而不在国内销售时，他认准了这是一个绝佳的商机。滑板车作为一种新鲜事物，要想成功打开市场缺口，就必须提高它的市场知名度。为此，李彦民和欧亚商都、长百大楼和长春国贸等大商场协商，把滑板车放到文体专卖区，请他们帮助推广、代卖。但是由于价格较高，而且人们对新鲜事物的认识和接受需要一个过程，所以起初滑板车的销量并不太好。 看到滑板车的销售并没有预期那么好，李彦民的亲属产生了质疑。但是李彦民还是坚持了下来，他相信卖滑板车和卖鞋子的道理是相通的，问题的关键在于怎么拓展销路。 从2001年起，李彦民就开始了他的市场开拓之路。一方面把滑板车的宣传主阵地逐步转移到长春市的各大儿童玩具店和体育用品店，一方面开始主攻全省各地的大型批发市场。只有把这两大块市场拿下了，滑板车才算打开了市场。为此，李彦民跑遍了全省各市州的所有玩具、体育用品批发市场，拿着滑板车的样品，一家家地宣传推介。许多批发市场的老板起初对滑板车不认可，当面回绝是常有的事，但是这并没有让李彦民退缩，一次不成，他就多去几次，很多老板都被李彦民的执着给磨得没招了，最终答应了与他合作。 回忆自己跑市场的经历，李彦民说除了清洁工之外，估计没有多少人会比他更知道早晨4点左右的长春是什么样了。每天清晨，他带着滑板车样品从家出发，每天得跑3个城市，在每个城市待3个小时，见20多个客户。 不懈的努力和艰辛的付出，李彦民终于苦尽甘来，滑板车迎来了销售转机，一度供不应求。到2004年，全省各地的300多家批发市场都已成为李彦民的忠实客户。 滑板车的市场不是我们厂家说了算，关键是现在的家长朋友都会选择对孩子成长和发展有益的玩具或运动方式。我也经常遇到，客户担心滑板车不好卖或者其他顾虑。符合社会潮流、满足消费者的需求，才是稳坐市场的关键。

个人先进事迹简介

个人先进事迹简介 01 在思想政治方面,xxxx同学积极向上,热爱祖国、热爱中国共产党,拥护中国共产党的领导.利用课余时间和党课机会认真学习政治理论,积极向党组织靠拢. 在学习上,xxxx同学认为只有把学习成绩确实提高才能为将来的实践打下扎实的基础,成为社会有用人才.学习努力、成绩优良. 在生活中,善于与人沟通,乐观向上,乐于助人.有健全的人格意识和良好的心理素质和从容、坦诚、乐观、快乐的生活态度,乐于帮助身边的同学,受到师生的好评. 02 xxx同学认真学习政治理论,积极上进,在校期间获得原院级三好生,和校级三好生,优秀团员称号,并获得三等奖学金. 在学习上遇到不理解的地方也常常向老师请教,还勇于向老师提出质疑.在完成自己学业的同时,能主动帮助其他同学解决学习上的难题,和其他同学共同探讨,共同进步. 在社会实践方面,xxxx同学参与了中国儿童文学精品“悦”读书系,插画绘制工作,xxxx同学在班中担任宣传委员,工作积极主动,认真负责,有较强的组织能力.能够在老师、班主任的指导下独立完成学院、班级布置的各项工作. 03 xxx同学在政治思想方面积极进取,严格要求自己.在学习方面刻苦努力,不断钻研,学习成绩优异,连续两年荣获国家励志奖学金；作

为一名学生干部,她总是充满激情的迎接并完成各项工作,荣获优秀团干部称号.在社会实践和志愿者活动中起到模范带头作用. 04 xxxx同学在思想方面,积极要求进步,为人诚实,尊敬师长.严格 要求自己.在大一期间就积极参加了党课初、高级班的学习,拥护中国共产党的领导,并积极向党组织靠拢. 在工作上,作为班中的学习委员,对待工作兢兢业业、尽职尽责 的完成班集体的各项工作任务.并在班级和系里能够起骨干带头作用.热心为同学服务,工作责任心强. 在学习上,学习目的明确、态度端正、刻苦努力,连续两学年在 班级的综合测评排名中获得第1.并荣获院级二等奖学金、三好生、优秀班干部、优秀团员等奖项. 在社会实践方面,积极参加学校和班级组织的各项政治活动,并 在志愿者活动中起到模范带头作用.积极锻炼身体.能够处理好学习与工作的关系,乐于助人,团结班中每一位同学,谦虚好学,受到师生的好评. 05 在思想方面,xxxx同学积极向上,热爱祖国、热爱中国共产党,拥护中国共产党的领导.作为一名共产党员时刻起到积极的带头作用,利用课余时间和党课机会认真学习政治理论. 在工作上,作为班中的团支部书记,xxxx同学积极策划组织各类 团活动,具有良好的组织能力. 在学习上,xxxx同学学习努力、成绩优良、并热心帮助在学习上有困难的同学,连续两年获得二等奖学金. 在生活中,善于与人沟通,乐观向上,乐于助人.有健全的人格意 识和良好的心理素质.

滑板教案

第一课时 活动内容： 认识滑板，讲解滑板滑行 活动目标： 1、知道滑板的基本姿式 2、讲解滑板的基本滑行方法 活动过程： 一、准备部分 1、说明要求，整队上课（左侧护具，右侧滑板模拟两次），检查上课人数。 2、宣布本课内容、任务和要求。 3、慢跑五圈。 要求：三列横队，队列整齐。 4、测试滑板及护具穿带。 二、基本部分 1、讲解滑行法： 上下滑板站法有两种：一种是左脚在前，脚尖向右，也叫正向站法；另一种是右脚在前，脚尖向左，也叫反向站法。 （1）准备：两脚立地，滑板平放于脚前的地上。上板：先把一只脚放在滑板的前端，另一只脚仍踩在地上。 （2）身体重心移到已上板的脚上，上体微微前倾，膝弯曲，手臂伸展，保持平衡。

（3）踩地脚轻轻蹬地，然后收到滑板上，放在滑板的后部，这时，整个身体和滑板就开始向前滑动。 下滑板时： （1）当滑板没有完全停下来，还在向前滑行时，将重心放在前脚上然后像起落架一样把后脚放在地上。 （2）后脚落地后，重心随即转移到后脚，然后抬起前脚，让两脚都落在滑板的一侧。当能自如地上、下滑板时，你就应该试着让前后脚位置换一下，熟悉反向滑行的姿势。 ２、练习滑行每五人一组，进行五次练习，其它人进行观看。 组织教法要求： 1、通过教师讲解，使学生了解并掌握护具的穿带。 2、教师讲解示范的时候，学生要注意认真听讲。 3、教师要及时纠正学生的错误动作。 4、对学习进行安全教育防止伤害事故。 三、结束部分 1、由教师领做放松练习。 2、总结本次课的学习情况，指出学生在练习中的不足。 3、宣布下课，师生再见。 第二课时 活动内容： 惯性滑行 活动目标：

1、学习惯性滑行的动作要点，并完整练习惯性滑行的动作。 2、积极参加滑板活动，有敢于克服困难的勇气。 活动过程： 一、准备部分 1、学生穿戴好护具，整队。 2、活动身体各关节。 二、基本部分 1、讲解惯性滑行法： 将右脚踏在滑板的中前部靠右。左脚踩在地上，重心集中在右脚。用左脚蹬地，使滑板向前滑动，然后把左脚收上来踩在滑板尾部，保持站立的平衡，滑行一段，再用左脚蹬地，重复动作。 ２、练习滑行每五人一组，进行五次练习，其它人进行观看。 3、做较长距离的滑行（10m、20m,）。 4、反复练习到可以轻松熟练地加速滑行为止。 三、游戏：警察和小偷 四、收拾场地，活动结束。 第三课时 活动内容： 障碍滑 活动目标： 1、初步学习障碍滑。

2020-2025年中国智能电动滑板车行业全国市场开拓策略制定与实施研究报告

2020-2025年中国智能电动滑板车行业全国市场开拓策略制定与实施研究报告 可落地执行的实战解决方案 让每个人都能成为 战略专家 管理专家 行业专家 ……

报告目录 第一章企业全国市场开拓策略概述 (8) 第一节研究报告简介 (8) 第二节研究原则与方法 (9) 一、研究原则 (9) 二、研究方法 (9) 第三节研究企业全国市场开拓策略的重要性及意义 (11) 第二章市场调研：2019-2020年中国智能电动滑板车行业市场深度调研 (12) 第一节智能电动滑板车概述 (12) 第二节我国智能电动滑板车行业监管体制与发展特征 (12) 一、智能电动滑板车所处行业的基本情况 (13) 二、行业主管部门及监管体制 (13) 三、行业的主要法律法规、标准及产业政策 (13) （一）法律法规 (14) （1）境内法律法规 (14) （2）境外法律法规 (16) （二）行业标准 (22) （三）产业政策 (24) 四、各项法律法规、和产业政策对行业发展的影响 (26) （1）交通安全法规 (26) （2）产业政策 (26) 第二节我国智能电动滑板车行业监管体制与发展特征 (27) 一、行业技术水平及技术特点 (27) （1）广泛采用先进技术 (27) （2）强调工业设计的重要性 (27) （3）高性能电池技术有待提升 (27) 二、行业经营模式 (28) （1）生产模式 (28) （2）销售模式 (28) 三、行业的周期性、区域性和季节性特征 (28) （1）周期性 (28) （2）区域性 (29) （3）季节性 (29) 四、行业上下游产业的关联性 (30) （1）与上游行业的关系 (30) （2）下游行业发展情况对本行业的影响 (30) 第三节2019-2020年中国智能电动滑板车行业发展情况分析 (31) 一、人均消费能力提升为行业发展提供市场基础 (31) 二、多领域的市场需求驱动 (32) 三、共享出行市场快速发展带来巨大市场机遇 (32) 四、智能短交通产品符合节能减排、“绿色出行”的国家政策 (33) 第四节2019-2020年我国智能电动滑板车行业竞争格局分析 (33)

滑板的基本常识

滑板的基本常识 你了解滑板吗?很多年轻的朋友都喜欢玩滑板和一些极限运动。滑板运动是极限运动的鼻祖，是上世纪五六十年代冲浪运动演变而来，成为现在最“酷”的运动之一。 如果你也想学滑板的话，那么，你就要先了解滑板的结构。 1) 轴距：即前后轮间距离。这一参数影响到一快板的整体感觉：轴距越长，感觉越稳，但速度越慢;反之亦然。通常轴距为50cm左右,自由式板轴距只有40cm左右;老式板却有55-80cm。 2) 板面通常一块可用的滑板由7层糖枫木碾压而成。有些板的底部有一层特殊化学物质构成的平滑层(SLICK)。 3) 脚窝是指板面上弯曲凹下的部分。除了自由式的板子，现在流行的板都有脚窝，这也是为了滑板者能够更好控制滑板。 4) 板头板尾由于现在的板大多数是双翘(老式板则很容易分)，所以两者看来差不多。一般来说，板头比板尾要长，有时角度也更大。 5) 轮子以前最流行的尺寸是60-70MM，自由式的轮子则通常为57MM。一般地说，大轮子有利保持速度和越过小的障碍物，但加速则无小轮子快，另外也太笨重。小轮子则适合于玩技巧性大的动作。 6) 硬度这一指标通常由A系数来衡量，数值越大则硬度越大。一般说来，轮的硬度与反弹成反比，硬轮速度也要快些，但若路面太差也不行。95A左右的轮子则在稍差的地面上也能表现出色。 7) 桥其标准为：安好后位于同一桥上的两只轮子的距离不应该大于板的宽度(至少一样)，否则将影响板的转弯与做动作。 8) 基座系指桥与板面接触的那部分，经历无数次检验，铝合金被证明是最好的基座材料。

9) 主螺钉那根用来将桥轴与基座结合(结合处有PU垫)的螺钉。 10) 主架桥的主要部分，做5050等动作时用来滑的部分。 11) 枢轴即主架前端与基座的结合处，其中有塑料的PU垫。 12) 桥垫即放于基座与版面间起缓冲作用的塑料或其他物质做的垫片。 13) 砂即置于版面用于加大摩擦力的砂。一般为黑色，不过也有带图案的砂。 14) 轴承即置于轮内用以支持滑行的东西。有双封与全封两种，双封对于滑友来说应是更好的选择。

优秀党务工作者事迹简介范文

优秀党务工作者事迹简介范文 优秀党务工作者事迹简介范文 ***，男，198*年**月出生，200*年加入党组织，现为***支部书记。从事党务工作以来，兢兢业业、恪尽职守、辛勤工作，出色地完成了各项任务，在思想上、政治上同党中央保持高度一致，在业务上不断进取，团结同事，在工作岗位上取得了一定成绩。 一、严于律己，勤于学习 作为一名党务工作者，平时十分注重知识的更新，不断加强党的理论知识的学习，坚持把学习摆在重要位置，学习领会和及时掌握党和国家的路线、方针、政策，特别是党的十九大精神，注重政治理论水平的提高，具有坚定的理论信念;坚持党的基本路线，坚决执行党的各项方针政策，自觉履行党员义务，正确行使党员权利。平时注重加强业务和管理知识的学习，并运用到工作中去，不断提升自身工作能力，具有开拓创新精神，在思想上、政治上和行动上时刻同党中央保持高度一致。 二、求真务实，开拓进取 在工作中任劳任怨，踏实肯干，坚持原则，认真做好学院的党务工作，按照党章的要求，严格发展党员的每一个步骤，认真细致的对待每一份材料。配合党总支书记做好学院的党建工作，完善党总支建设方面的文件、材料和工作制度、管理制度等。

三、生活朴素，乐于助人 平时重视与同事间的关系，主动与同事打成一片，善于发现他人的难处，及时妥善地给予帮助。在其它同志遇到困难时，积极主动伸出援助之手，尽自己最大努力帮助有需要的人。养成了批评与自我批评的优良作风，时常反省自己的工作，学习和生活。不但能够真诚的指出同事的缺点，也能够正确的对待他人的批评和意见。面对误解，总是一笑而过，不会因为误解和批评而耿耿于怀，而是诚恳的接受，从而不断的提高自己。在生活上勤俭节朴，不铺张浪费。 身为一名老党员，我感到责任重大，应该做出表率，挤出更多的时间来投入到**党总支的工作中，不找借口，不讲条件，不畏困难，将总支建设摆在更重要的位置，解开工作中的思想疙瘩，为攻坚克难铺平道路，以支部为纽带，像战友一样团结，像家庭一样维系，像亲人一样关怀，践行入党誓言。把握机遇，迎接挑战，不负初心。

主要事迹简介怎么写(2020年最新)

主要事迹简介怎么写 概括?简要地反映?个单位(集体)或个?事迹的材料。简要事迹不?定很短，如果情况 多的话，也有?千字的。简要事迹虽然“简要”，但切忌语?空洞，写得像?学?期末鉴定。 ?应当以事实来说话。简要事迹是对某单位或个?情况概括?简要地反映情况，?如有三个??很突出，就写三个??，只是写某???时，要把主要事迹突出出来。 简要事迹?般来说，?少要包括两个??的内容。?是基本情况。简要事迹开头，往往要??段?字来表述?些基本情况。如写?个单位的简要事迹，应包括这个单位的?员、 承担的任务以及?段时间以来取得的主要成绩。如写个?的简要事迹，应包括该同志的性 别、出?年?、参加?作时间、籍贯、民族、?化程度以及何时起任现职和主要成绩。这 样上级组织在看了材料的开头，就会对这个单位或个?有?个基本印象。?是主要特点。 这是简要事迹的主体部分，最突出的事例有?个??就写成?块，并按照?定的逻辑关系进 ?排列，把同类的事例排在?起，?个??通常由?个?然段或?个?然段组成。 写作时，特别要注意以下四点： 1.?第三?称。就是把所要写的对象，是集体的?“他们”来表述，是个?的称之为“他(她)”。 (她)”，单位可直接写名称，个?可写其姓名。 为了避免连续出现?个“他们”或“他 2.掌握好时限。?论是单位或个?的简要事迹，都有?个时间跨度，既不要扯得太远，也不 要故意混淆时间概念，把过去的事当成现在的事写。这个时间跨度多长，要根据实际情况 ?定。如上级要某个同志担任乡长以来的情况就写他任乡长以来的事迹;上级要该同志两年 来的情况，就写两年来的事迹。当然，有时为了需要，也可适当地写?点超过这个时间的 背景情况。 3.?点他?的语?。就是在写简要事迹时，可?些群众的语?或有关?员的语?，这样会给??种?动、真切的感觉，衬托出写作对象?较?的思想境界。在?他?语?时，可适当加?，但不能造假。 4.?事实说话。简要事迹的每?个??可分为多个层次，?个层次先??句话作为观点，再???两个突出的事例来说明。?事实说话时，要尽量把?个事例说完整，以给?留下深 刻印象。

滑板快速上板滑板的技巧教学

滑板快速上板滑板的技巧教学 现在越来越多的人开始加入到玩滑板的行列当中，许多的极限运动项目均由滑板项目延伸而来。 那么，滑板怎么快速上板?以下是为你整理的滑板快速上板滑板的技巧介绍，希望能帮到你。 滑板快速上板滑板的技巧1、滑板怎么快速上板滑板初学者要使得滑板快速上板滑板，那么就要练习基本功，如下：1.1、右脚用内刃蹬地,将重心推送至向前滑行的左腿上,右脚蹬地后迅速与左腿并拢成两脚滑行。 接着用左脚蹬地,将重心推送至向前滑行的右腿上,左脚蹬地后迅速与右腿并拢两脚滑行。 1.2、单脚蹬地单脚滑行上体前倾,两臂自然下垂,两脚稍分开,成外“八字站立,重心移至右腿上,用右脚内刃蹬地,左脚用力向前滑出,随着蹬地动作结束。 1.3、体会直道滑行方法上体前倾,肩背稍高于臀部,两手互握放于背后或自然摆动,腿部弯曲,上体与地面成15～20度角,膝关节成90～110度角,踝关节成50～70度角。 1.4、直道滑行的摆臂动作有力的摆臂是顺着身体纵轴前后加速摆动,当两臂向上摆动时,可增加蹬地腿的蹬地力量。 同时,两臂摆动越快,身重心心的移动也越快。 2、滑板分类二十世纪九十年代之前的滑板大致可分为:街式(street)

滑板;泳池花式(pool)滑板;半管道式(half pipe)滑板;平地自由花式(freestyle flatland)滑板;下山速降式(speed downhill) 滑板共五大类。 街式滑板,有许多的爱好者和优秀选手;泳池花式滑板和半管道式滑板就合并成高台花式(vert)滑板;平地自由花式滑板就已经失传;下山速降式滑板也有一定的爱好者将其称为长板。 3、滑板注意事项3.1、如果你是初学者,上板之前,请先多看看基础动作资料例视频文章等。 3.2、初学时一般摔倒都是重心不稳,若滑行时失去重心,干脆跟重心,脚使劲压板端或板尾,使板端或板尾擦地急停.3.3、若做技巧性的动作如腾空落地等时,且摔倒难已避免时,尽量绻身曲体,颈部张紧,向上伸远离地面。 大多数人玩滑板都是采用前一种站法。 后面所述的技巧都是以此种站法为基准的。 如果你认为这样站不舒服,也可以换个方向,采用第二种站法。 2.1、准备:两脚立地,滑板平放于脚前的地上。 上板:先把一只脚放在滑板的前端,另一只脚仍踩在地上。 2.2、身体重心移到已上板的脚上,上体微微前倾,膝弯曲,手臂伸展,保持平衡。 2.3、踩地脚轻轻蹬地,然后收到滑板上,放在滑板的后部,这时,整个身体和滑板就开始向前滑动。 下滑板时:当滑板没有完全停下来,还在向前滑行时,将重心放在前

最新树立榜样的个人事迹简介怎么写800字

树立榜样的个人事迹简介怎么写800字 榜样是阳光,温暖着我们的心;榜样如马鞭,鞭策着我们努力奋斗;榜样似路灯,照亮着我们前进的方向。今天小编在这给大家整理了树立榜样传递正能量事迹作文,接下来随着小编一起来看看吧! 树立榜样传递正能量事迹1 “一心向着党”,是他向着社会主义的坚定政治立场;“人的生命是有限的,可是,为人民服务是无限的,我要把有限的生命投入到无限的为人民服务中去”,是他的至理名言;“甘学革命的“螺丝钉”,是他干一行爱一行、钻一行的爱岗敬业态度。他——雷锋,是我们每一个人的“偶像”…… 雷锋的事迹传遍大江南北,他,曾被人们称为可敬的“傻子”。一九六零年八月,驻地抚顺发洪水,运输连接到了抗洪抢险命令。他强忍着刚刚参加救火工作被烧伤的手的疼痛,又和战友们在上寺水库大坝连续奋战了七天七夜,被记了一次二等功。望花区召开了大生产号召动员大会,声势很大,他上街办事,正好看到这个场面,他取出存折上在工厂和部队攒的200元钱,那时,他的存折上只剩下了203元,就跑到望花区党委办公室要为之捐献出来,为建设祖国做点贡献,接侍他的同志实在无法拒绝他的这份情谊,只好收下一半。另100元在辽阳遭受百年不遇洪水的时候,他捐献给了正处于水深火热之中的辽阳人民。在我国受到严重的自然灾害的情况下,他为国家建设,为灾区捐献出自已的全部积蓄,却舍不得喝一瓶汽水。就这样,他毫不犹豫的捐出了自己的所有积蓄,不求功名,不求名利,只求自己心安理得,只求为

革命献出自己的微薄之力,甘愿做革命的“螺丝钉”——在一次施工任务中,他整天驾驶汽车东奔西跑,很难抽出时间学习,他就把书装在挎包里,随身带在身边,只要车一停,没有其他工作时,就坐在驾驶室里看书。他曾经在自己的日记中写下这样一段话：”有些人说工作忙,没时间学习,我认为问题不在工作忙,而在于你愿不愿意学习,会不会挤时间来学习。要学习的时间是总是有的,问题是我们善不善于挤,愿不愿意钻。一块好好的木板,上面一个眼也没有,但钉子为什么能钉进去呢?这就是靠压力硬挤进去的。由此看来,钉子有两个长处：一个是挤劲,一个是钻劲。我们在学习上也要提倡这种”钉子“精神,善于挤和钻。”这就是他,用自己的实际行动来证明自己,用自己的亲生经历来感化世人,用自己的所作所为来传颂古今……人们都拼命地学习他的精神,他的精神被不同肤色的人所敬仰。现在,一切都在变,但是,那些决定人类向前发展的基本要素没有变,那些美好的事物没有变,那些所谓的“螺丝钉”精神没有变——而这正是他的功劳,是他开启了无私奉献精神的大门,为后人树立了做人的榜样…… 这就是他,一位中国家喻户晓的全心全意为人民服务的楷模,一位共产主义战士!他作为一名普通的中国人民解放军战士,在他短暂的一生中却助人无数。而且,伟大领袖毛泽东主席于1963年3月5日亲笔为他题词：“向雷锋同志学习”。 正是因为如此,全国刮起了学习雷锋的热潮。雷锋已经离开我们很长时间了。但是雷锋的精神却深深地在所有中国人心中扎下了根,现在它已经长成一株小树。正以其顽强的生命力,茁壮成长。我坚信,

激光扫描共聚焦显微镜的原理和应用-17954讲解

激光扫描共聚焦显微镜的原理和应用 Tina(2007-10-23 09:40:17 一、激光扫描共聚焦显微镜的原理 传统的光学显微镜使用的是场光源，标本上每一点的图像都会受到邻近点的衍射或散射光的干扰；激光扫描共焦显微镜(Laser Scanning Confocal Microscope，LSCM采用点光源照射样本，在焦平面上形成一个轮廓分明的小的光点，该点被照射后发出的荧光被物镜搜集，并沿原照射光路回送到由双色镜构成的分光器。分光器将荧光直接送到探测器。光源和探测器前方都各有一个针孔，分别称为照明针孔和探测针孔。照明针孔与探测针孔相对于物镜焦平面是共轭的，焦平面上的点同时聚焦于照明针孔和发射针孔，焦平面以外的点被挡在探测针孔之外不能成像，这样得到的共聚焦图像是标本的光学切面，避免了非焦平面上杂散光线的干扰，克服了普通显微镜图像模糊的缺点，因此能得到整个焦平面上清晰的共聚焦图像。 原理图

二、激光扫描共聚焦显微镜组成特点 LSCM由显微镜光学系统，激光光源，扫描装置和检测系统构成，整套仪器由计算机控制，各部件之间的操作切换都可在计算机操作平台界面中方便灵活地进行。显微镜是LSCM的主要组件，它关系到系统的成像质量。通常有倒置和正置两种形式，前者在切片、活细胞检测等生物医学应用中使用更广泛。 三、激光扫描共聚焦显微镜的应用 一）细胞的三维重建

普通荧光显微镜分辨率低，显示的图像结构为多层面的图像叠加，结构不够清晰。LSCM 能以0.1μm的步距沿轴向对细胞进行分层扫描，得到一组光学切片，经A/D转换后作为二维数组贮存。这些数组通过计算机进行不同的三维重建算法，可作单色或双色图像处理，组合成细胞真实的三维结构。旋转不同角度可观察各侧面的表面形态，也可从不同的断面观察细胞内部结构，测量细胞的长宽高、体积和断层面积等形态学参数。通过模拟荧光处理算法，可以产生在不同照明角度形成的阴影效果，突出立体感。通过角度旋转和细胞位置变化可产生三维动画效果。LSCM 的三维重建广泛用于各类细胞骨架和形态学分析、染色体分析、细胞程序化死亡的观察、细胞内细胞质和细胞器的结构变化的分析和探测等方面。 二）静态结构检测：原位鉴定细胞或组织内生物大分子、观察细胞及亚细胞形态结构 1.细胞原位检测核酸 用于细胞核定位及其形态学观察、检测细胞内DNA的复制及断裂情况以及染色体定位观察。 2.原位检测蛋白质、抗体及其他分子 原位检测蛋白质、抗体及其他分子 免疫荧光标记技术 检测荧光蛋白 3.检测细胞凋亡