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干涉实验证实固体表面附近存在1种标量物质
热度 1 tyctyc 2020-8-18 09:51
1 实验方法、材料 在 干涉 实验中只有 改变 光 的相位差 才 能使 干涉条纹移动，改变 相位差只有2种方法，1是 用空间距离改变光程差来改变相位 差，2是在光路中加入折射率大于1的物体来改变 相位差。本实验的方法是用厚单 缝表面附近的标量物质改变光的相位，然后用长方形薄片干涉实验来测量光的相位差变化。 厚单缝+长方形薄片干涉实验， 实验装置见图1 ： 图 1 实验装置示意图 (a) 光路，（ b ）单缝 图1（ a ）中 L 是30 mW 的半导体激光器，波长 532nm ，偏振方向可以水平可以垂直，这里选偏振强的方向垂直于地面。 A B 是 长30mm×宽3.0mm×厚 0.2mm 的长方形铜片。实验尝 试过 宽度 1-3mm 的长方形铜片 。发现宽度大于3mm时因干涉条纹太细不利于观察，宽度1mm时干涉条纹太少也不利于观察，观察效果较好的是宽度 3.0mm 的。 A B 厚度尝试过 0.08mm-0.2mm, 发现 0.2mm 厚度的略好一点。 O 是屏幕用来记录观察干涉条纹。 LA 距离 42 0 0 mm ， C A距离 12 0 -180 mm ，L O 距离 15 1 00mm 。光从L出来分两路经过 AB 在屏幕的中间（称O区，以后同）形成等间距的干涉条纹。AB垂直于地面在光束中偏左， AB 左边光斑占 1/5-1/10 左右 , 因为右边的光经过单缝 C 后较弱，只有 AB 两边的光亮度相近产生的干涉条纹才清晰可见。 C 是1个厚单缝见图1 (b)， c1 、 c2 是几个相同的高速钢量块 35 mm × 21 .5 mm ×9mm 组成，中间夹1 钢塞尺E，钢塞尺E厚度即为单缝宽度，有多种尺寸0.020mm-0.200mm。单缝高在水平方向 , 除高速钢外还有单晶硅片、玻璃构成的单缝，尺寸见 2.6 。单缝C的作用是改变光路LB的相位产生相位差，实验要求光束在单缝C中平行通过，实验时要调整单缝高度，使屏幕上的干涉条纹上下对称，干涉条纹的圆弧顶部在中间。 组成 单缝C的量块和塞尺都是量具有很高的平整度和光洁度 ( 10)，这些都是实验成功的关键。 2 结果及讨论 2.1 检验 实验系统 实验 2.1 在图 1 光路 L B 中 C 改为一片厚 1. 090 mm 的 玻璃 ， L C4120mm ，只要稍微转动 玻璃的 角度（约 3.56 度 , 使 4120mm 处的反射光斑移动 256.3mm ） 就能使 屏幕上 O 区暗条纹移动到两条黑线中间，相当于玻璃厚度增加 L= 0. 511 微米 ， 增加的光程 = L × (n-1)= 0.511 微米 × （玻璃折射率 1.52- 空气折射率 1.00029 ） =0.266 微米，等价于 L B 的光在空气中多走半个波长 , 也等价于光路 LA 与 LB 的相位 差 改变了 π 。实验 1 证明该实验系统能准确检测到物体改变的光相位。 2.2 实 验系统校零 实验 2.2 当穿过单缝的光同时通过 A 、 B 时， LA 、 LB 都改变了相同的相位使相位差不变，干涉条纹位置不变，干涉条纹记录的是等相位点的位置（这里是等间距平行直线）。在 屏幕 上 O 区的 暗条紋处画黑线 记录现在的位置，以便和后面的实验对比，见 图 2(a) 。 图 2 干涉条纹照片 (a) 0 相位 , (b) 0 相位 , (c) π 相位 2.3 宽单缝实验 实验 2.3 当 9mm 厚的单缝 C 宽 度为 0.1 50 mm 时 ，如图 1 光路 LB 穿过 单缝 C ， 单缝 C 左边缘的阴影投在 AB 中间， 结果见图 2(b) ， 该干涉条纹 首次展示了单缝出射光的组成细节：单缝出射的光中间是直射光、两边是偏转光。照片上部的 弧状 干 涉条纹 是 c1 偏转向 上 的光 与从 A 偏转向左的光干涉产生的，与中间是直射光相比 c1 偏转向上的光多走了一段光程，因此要求从 A 偏转向左的光也多走一段光程，才能形成等相位点，所以形成向左上方的弧线。 同理照片下部的弧状干涉条纹是 c2 偏转向下 的光与从 A 偏转向左的光干涉产生的。 照片中部的干涉 条纹 （圆弧顶部）是单缝中没被偏转的直射光与从 A 偏转向左的光干涉产生的，这部分才是本实验需要的重点。 图 2(b) 中 黑线是无单缝 C 时 屏幕上 O 区暗条纹 的位置，有单缝时 屏幕上 O 区 圆弧顶部的干涉条纹位置几乎和原暗条纹重合。本 实验 证明单缝较宽时基本不改变中间直射光的相位（光相位改变近 0 ），同时也证明 单缝不改变 中间直射光的 光路（因为没有增加额外的 相位，仍然处于 0 相位 ）。 2.4 窄单缝实验 实验 2.4 当 9mm 厚的单缝 C 宽度减小为 0.0 2 mm 时， 如图 1 光路 LB 穿过单缝 C ，单缝 C 左边缘的阴影投在 AB 中间，结果见图 2(c) ，屏幕上 O 区圆弧顶部的暗条纹移动到两条黑线中间， 相位 差 改变了 π 。当单缝宽 0.0 2 mm 单缝增厚为 9 × 2mm 时， 相位差 改变了 2 π ， 此时干涉条纹与图 2(b) 相 同。当单缝宽 0.0 2 mm 单缝增厚为 9 × 3 mm 时，相位差改变了 3 π ，此时 干涉条纹 与图 2(c) 相同。厚 9mm 宽 0.0 2 mm 的单缝就象 1 个基本单元，其改变光相位的作用可以积累相加，这个实验结果确定该作用是标量物质产生的，只有存在 1 种标量物质才能解释该实验现象。这里是光路 LB 与光路 LA 的相位差，已经扣除空气的影响，纯粹是该标量物质产生的作用。 2.5 不同宽度、厚度单缝 的组合 实验 实验 2.5 为了测量该标量物质改变光相位的能力，我们测量了光相位改变 π 时不同单缝的宽度 x 和厚度 y 的组合 ， 结果见表 1 表 1 不同宽度和厚度的单缝 能产生 π的光学相位变化 单缝宽度 x （ mm ） 0.020 0.022 0.025 误差 ±0.001(mm) 单缝厚度 y ( mm) 27.0 36.0 54.0 误差 ±0.05(mm) 3375000 3380915 3456000 变化 2.5% 125000 93914.3 64000 从表 1 的第 1 、 2 行 显示： 单缝 越宽（ x 越大）改变光 相位 的能力越差，需要更厚的单缝（ y 越大）才能做到 ，反之，单缝越窄（ x 越小）改变光相位的能力越強，只要较薄的单缝（ y 越小）就能做到。 从表 1 的第 3 行 : 基本不变 ， 相当于改变光相位 π 时需要做的功。 从表 1 的第 4 行 : 代表 单缝改变光相位的 能力 , x 越小 越大，只需要较薄的单缝就能改变光相位 π ， 这说明单缝改变光相位的能力 与单缝宽度成立方反比关系。 2.6 不同材料的单缝实验 实验 2.6 既然这种作用源于单缝表面，那么 不同折射率的 材料 应该有不同表现， 实验结果是：折射率 4.24 的单晶硅单缝厚度 50mm ，当单缝宽度为 0.200mm 时光相位改变近 0 ，当单缝宽度下降到 0.091mm 时，光相位改变 π 。 折射率 1.52 的 玻璃 单缝厚度 50mm ，当单缝宽度为 0.200mm 时光相位改变近 0 ，当单缝宽度下降到 0.070mm 时，光相位才改变 π 。这证明相同厚度的单缝改变光相位的能力与材料的折射率成正比，在单缝宽度 0.091mm 时能测出光相位改变，说明该物质是从表面延伸出来的，无法说成是表面现象。 至此用厚单缝 + 长方形薄片干涉实验证实固体表面附近存在 1 种标量物质。 固体表面 附近 相当于许多原子的偶极场，远处的 偶极场 随距离按三次方衰减， 因相邻原子的偶极场相反（能量最低原理要求的），叠加的结果会使电场强度随距离很快衰减为零，用电荷 去探测 是电中性的。原本电荷的电场可以延伸很远，不会因为矢量场可以抵消为零，就使标量场也为零。电场是物质组成的，该物质应该有非零的密度分布。 田云川 田真源
个人分类: T物质(太子弦)|365 次阅读|4 个评论
折射率与球透镜的焦区几何光学分析--光学科普
热度 13 kiwaho 2017-6-16 10:24
我的光学科普系列之二 下图显示了平行光经不同透明物体后的聚光情形： 依物体形状不同，焦区形态变化多端。 本文无暇枚举所有形状的物体焦区形态，仅把注意力集中在最简单的球形物体上。 显见，球透镜并不能将平行光束，聚焦成几何意义上零尺寸的焦点，而是一个焦区体，英文caustics. 一般来说球焦区尺寸，远小于球半径，可以近似看做焦点，因而也可有焦距的概念。 下面是3 个有用的计算公式，分别为焦距、焦斑直径、光强增益： 从焦距公式来看，在合理的折射率范围内，焦区既可以在球内，也可在球外。仅需简单算术求证，就有结论：折射率n 2 ，则焦区在球内；n 2 ，则在球外。 下面两图示意了上述情形： 例1：玻璃球折射率n = 1.7 ，可算出： 焦距f = 1.2R, 焦斑直径w = 0.08R ，光强增益165 倍。 例2： 钻石n = 2.417 ，可算出： 焦距f = 0.85R, 焦斑直径w = 0.08R ，光强增益147 倍。 实际上，焦区的光强并非均匀分布，计算值给出的是统计平均值，而最中心的光强，比均值还要大很多倍。相比焦点“零尺寸”的高级透镜的聚光效果，球透镜增强能量的效果那是差远了，同样孔径比较，前者或能点燃香烟，或者仅有烧灼感。 显然，前面两张球的聚光实景照片，前者所用材料折射率小，后者折射率较大，大至接近2。 气凝胶 或纳米至微米级球珠子，因为可能会与光的波长相当，此时纯几何光学分析尚欠准确，还得考虑物理光学。深入研究大气气凝胶、粉尘的光学属性，说不定能破解雾霾之难题！ 下图来自一篇介绍纳米焦斑的文章： 因超过科普难度只好免谈了，有兴趣进一步阅读的朋友，可查阅所附参考文献。 生活中的指导意义： 1、 给女朋友买钻石、水晶、宝石时，可防止买到假货。焦斑在外太远就得小心了。 2、 正午骄阳似火时，不要给花园植物洒水。水珠的焦斑有可能灼伤植物的叶子。 参考文献： Refractive index less than two: photonic nanojets yesterday, today and tomorrow ， BORIS S. LUK’ YANCHUKet la, Vol. 7, No. 6 | 1 Jun 2017 | OPTICAL MATERIALS EXPRESS 1820, DOI: 10.1364/OME.7.001820
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一种改进模拟红外非线性光学晶体色散曲线的方法
XRC0808087 2017-1-6 22:59
注： 摘自我的毕业论文《黄铜矿结构非线性晶体光学性质的理论研究》（中国科学院大学， 2015）第五章 ，图表和公式顺序对应毕业论文顺序。具体细节也可以参考 J. Appl. Phys. 117, 135702 (2015) 。 如果任何疑问或建议，欢迎交流指教（xiaoruichun@foxmail.com）。设计思路示意图如下： A modified method to simulate the dispersion properties of infrared nonlinear optical crystals 设计思路图 ==============以下是文章摘抄=========== 折 射率的色散性质是非线性晶体一个非常重要的光学性质。 目前基于密度泛函理论的第一性原理计算，已成为研究非线性晶体主要 的理论方法。但是，对于非线性晶体光学性质的理论研究方面，却存 在一些不足。 具体表现在，声子对色散性质有着十分重要的影响，但在以往色散性质的研究中只考虑电子跃迁的影响，而忽略了声子的影响，这种方法给出了相对可靠的双折射率结果，但是在红外截止边附近，计算结果和实验的差异较大。当前，折射率的色散性质普遍用第一性原理光学性质计算的方法来研究。如下图5.1所示，用此方法得到的AgGaS 2 和ZnGeP 2 的色散曲线和双折射率曲线。可以看到，这种方法能够给出相对可靠的双折射率结果，而且在能带附近计算的色散曲线的趋势也能和实验值较好吻合。但是，到了红外截止边附近，计算结果和实验值有较大的差异：所有的计算曲线几乎变平直，然而实验的色散曲线都往下弯曲。 图5.1 用光学性质计算方法得到的(a)(b)AgGaS 2 和(c)(d)ZnGeP 2 的色散曲线和双折射率曲线，实验值来自于文献 和 。 从2.1节固体中的光吸收过程，我们知道在透明范围内，半导体的光学性质起源于两个基本的物理过程：电子跃迁和声子效应（对于理想晶体，自由载流子吸收和杂质与缺陷吸收可以忽略）。这些效应可以用振子模型(oscillator model(OM))准确地描述。振子模型是属于经典力学和电磁学的范畴的简单模型，描述折射率色散特性广泛使用的Sellmeier方程就可以用这种模型描述。根据这种模型，是声子效应使色散曲线在靠近红外截止边附近往下弯曲。但是，光学性质计算只把电子跃迁因素考虑进去，而忽略了声子效应的影响，这导致了以上和实验不符的计算结果。 振子模型不仅能给出计算结果和实验不符的原因，同时也提供了如何改进的方法。有非耦合振子公式(2-13)可以看出，每一种效应在介电函数表达式中为一个振子项。因此只要在计算的色散方程中加入一个声子振子项，就可以弥补计算的不足。W. R. Lambrecht和Jiang X.S. 在CdSiP 2 和CdSiAs 2 的色散性质研究中，应用了以上的方法，其中他们声子项的系数使用的是实验值和经验值，得到了和实验吻合很好的CdSiP 2 色散曲线。图5.2为本工作使用他们的方法和提供的参数模拟的AgGaS 2 和ZnGeP 2 的色散曲线。 图5.2 用Lambrecht等人的方法改进AgGaS 2 和ZnGeP 2 的计算的色散曲线 5.1 模型与方法 晶体的光学性质由电磁场中各种类型的振子共同作用决定（2.2节），介电函数可以表达为各种振子之和(公式(2-13))的形式： 在晶体的透明范围内，电磁场的频率ω远离振子的本征频率ω j 时，阻尼项对介电函数的影响可以忽略（这里与4.3节需要考虑阻尼不同），因此介电函数的虚部近似为0。由折射率公式(2-28)，可以知道 在透明范围内是一个很好的近似，因此 这就是广泛使用的 Sellmeier 方程。把折射率换成波长 λ 的函数( )，Sellmeier 方程的表达式为 这里 基于振子模型，Sellmeier 方程能够很好的描述色散性质，其他的色散方程可以由它推导和简化 （Sellmeier 方程一般形式与其它色散方程的关系见 5.5 节讨论）。我们知道，红外非线性晶体的透明波段由能隙和双声子吸收决定，一般情况下，包含两项振子的 Sellmeier 方程 就足以描述大部分红外非线性晶体的色散性质 。其中，第一项A表示高于电子能隙的电子跃迁对折射率的贡献，第二、三项对分别表示能带附近的电子跃迁和声子效应对色散性质的贡献。由振子模型的可以知道： 1 .由于在透光范围内 ，因此声子效应使折射率减小，而且随着波长的增加，声子的影响越来越明显。 2.如果上述表达式中只有电子跃迁项没有声子项，在远离电子跃迁的本征频率时，介电函数几乎变成了一个常数。因此光学性质计算由于没有考虑到声子的影响，计算的色散曲线在长波波段平的。 3.一般情况下声子的本征频率远远小于电子跃迁的本征频率，因此在能带附近，声子对折射率的影响非常小。因此在没有考虑声子影响的情况下，计算的近红外波段的色散曲线依然能和实验较好吻合。 光学性质计算的介电函数的虚部通常由随机相位近似下( random phase approximation (RPA) )没有考虑局域场（local field effects）下的能带间的跃迁得到，而介电函数的实部由虚部通过Kramers-Kronig 关系转换而来。由于只考虑了电子跃迁的影响，因此在透明波段内，计算的介电函数方程可以用单振子来描述，即 根据振子模型，只要在计算的介电函数公式(5-6)后加入声子振子项就可以弥补光学性质计算的不足。巧合的是，红外介电计算 研究的是声子对介电函数的影响，然而电子跃迁的因素没有考虑进去。类似也可以用一个单声子振子来描述 因此声子振子的系数可以由红外介电计算得到。 把公式(5-7)中的声子振子项加入到上式(5-6)中，就可以得到比较符合实际情况的色散性质。本方法的设计思路和计算模拟过程如图5.3所示。 图5.3 设计思路和计算模拟过程 高频介电常数(ion-clamped) ε ∞ ，分别对应光学性质计算公式(5-6)中的A+B 1 和红外介电计算公式(5-7)中的系数 ，在计算中经常被高估。而且两种计算的介电函数也都系统地高于实验的介电函数。对于光学性质计算，可能是因为计算中缺少局域场效应造成的；对于红外介电计算，可能是因为在交换关联能中缺少极化依赖关系 造成的。据我们目前最大努力所知，高估的问题并不容易在密度泛函理论框架下解决。但是从晶格振动的红外光谱和光学性质计算的结果来看，两种计算的介电函数有实验上的趋势。因此我们假设，计算只高估系数A和 ，但振子的系数是合理的正确的。与用剪刀修正（scissor correction）LDA、GGA低估带隙问题的方法类似，我们可以调整A和 来解决高估问题。当声子振子的系数加入到公式(5-6)后，系数A调整到和实验的色散曲线能够吻合。最后，调整的系数A应该满足以下关系： 5.2 计算过程 (1)光学性质计算 (2)红外介电计算 5.3 数据拟合 由于计算的介电函数为分立的数值，需要通过数学拟合的方法才能得到方程(5-6)和方程(5-7)的形式。本文使用Origin软件进行拟合，拟合方法和过程可以参考相关Orign书籍。由于公式(5-6)和(5-7)的形式是一样的，因此可以使用同一种函数进行拟合。 5.4 计算模拟结果 最终模拟的AgGaS 2 、ZnGeP 2 和CdSiP 2 的Sellmeier系数（即A、B 1 、C 1 、B 2 和C 2 ）列于表5.1中，图5.5为对应的模拟色散曲线。同时，我们对拟合的曲线和实验的相对误差也经行分析。 模拟色散曲线和实验之间的相对误差列于图5.6中。可以看到模拟的色散曲线和实验曲线吻合较好，尤其是在2 μm以后，模拟和实验的偏差小于0.5%。这说明了我们以上的假设是合理的。 图 5.5 (a) AgGaS 2 (b) ZnGeP 2 (c)CdSiP 2 和(d)GaAs的计算模拟结果，AgGaS 2 和ZnGeP 2 的实验折射率来自于文献 和 ,CdSiP 2 和GaAs的实验色散方程来自于文献 和 。 加入声子效应后模拟的色散曲线往下弯曲，而且和实验的色散曲线有相同的弯曲程度。但在能带吸收边附近，色散曲线的变化非常小，这是因为在能带吸收边附近，电子跃迁对折射率的影响占主导作用，声子对折射率的影响很小。另外色散曲线在能带吸收边附近急剧下降，根据振子模型公式(5-5)可知，能带吸收边附近色散的急剧下降是光频靠近电子的共振频率导致的，而电子的共振频率对应能带带隙，因此这是带隙附近的电子跃迁导致的。 图 5.6 (a)AgGaS 2 (b)ZnGeP 2 (c)CdSiP 2 和(d)GaAs的模拟曲线与实验之间的相对误差。
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电子的太子弦模型：电子象一朵棉花
热度 3 tyctyc 2015-10-21 14:01
图1·电子结构的太子弦模型示意图 前博文中我说电子象一小团云，更形象点电子象一朵棉花，棉花中心的棉仔对应电子中心的粒子，当你轻轻握住棉花时棉花大。对应用低能光子测电子时，测出的电子大。当你紧握棉花时棉花小。类似地用高能光子测电子时，测出的电子小。从物质对不同能量光子的吸收系数能表现出来。测量穿过电子的光子的分布变化能算出电子的太子密度分布： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-715005.html 电子的太子密度分布公式 ： ， 得到氦折射率的证实： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-790543.html 这个棉花状的电子运动时，它的轨迹是一个圆柱螺旋线，电子有自旋无偏振。 电子有质量有磁矩，但量子力学认为电子无大小。一个人向你推销房子，他的房子有门有窗但无大小，这房子你会买吗？ 电子在原子中的尺寸大约在0.01nm到1nm,在高能实验中电子的尺寸可以小于1fm。在灵敏度更高时人们还能测到大于100nm的电子。在前博文： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-809153.html 中我讲过在运动电子中心前100nm就能测量到电子产生的微弱磁场。这里建议一个新光电效应实验可以证明电子大于100nm：实验装置见下图： L是紫外光源，A是光阴极，B是网状栅极，e是光电子，F是阳极，C、D、E是SQUID超导磁强计探头。 是遏止电压，AB是加速区，当 ，阳极才能收到电子回路中才有电流。有几种方法可测量BF区电子的位置，同时测量C、D、E的磁场变化，就能够证明运动电子中心前面远处是否有电子产生的磁场，同时也能够证明或否定电子很大的说法。这是一个重大实验。 在 刻时光源L向A发射脉冲光子，产生脉冲光电子在AB区加速，光电子在 时刻到达栅极B，光电子在BF区匀速前进，在 时刻到达阳极F，从时间 可以计算出光电子脉冲在BF间的位置，与C、D、E的磁场变化比较就够证明运动电子中心前面远处是否有电子产生的磁场。最终用单电子测量才最佳。 还应当调整AB间电压使光电子刚好不能到达阳极F，此时环路AFA无电流，按经典电磁理论在BF区没有磁场，但是C点的SQUID超导磁强计探头能测量到磁场脉冲。 我前面 http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-790853.html 讲过电子运动轨迹是圆柱螺旋线，在这里光电子是在BF区作螺旋运动，这种方法仍然能够确定光电子在BF区的水平方向(Z轴方向)的投影位置。本实验中如果在BF区的X、Y、Z方向都装上SQUID超导磁强计探头，因为SQUID超导磁强计能测量磁场方向，本实验能够证明电子是否作圆柱螺旋运动，那样才能揭开物质波之谜。 电子对光的色散作用： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-904673.html 。 单电子的干涉、衍射实验也支持电子不是点粒子： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-808883.html
个人分类: 太子弦：电子|1901 次阅读|6 个评论
答文小刚教授之问
热度 1 tyctyc 2014-5-3 22:14
几个月前文教授看了我的博文： http://blog.sciencenet.cn/blog-531273-698221.html 后问k1是多少,k1是公式中的系数，当时我真不道是多少。搞理论的与搞实验的看问题角度不同，我过去关注的是这种物质是否存在，文教授之问提醒了我,k是一个不变量，可能与其它基本常数有关系。现在还无法测单个电子，只能先用气体近似估计。 这里用另一个公式：,n是气体的折射率, k 是系数, r是原子间距的一半.在273.15k,1atm,光波长589.3nm时,三种气体的密度()和折射率(n)见下表 : n n 2 -1 g/dm 3 r m k H 2 1.000139 2.78019*10 -4 0.0889 16.71 12.982 He 1.000035 7.0*10 -5 0.1785 16.697 3.256 He (5.2k) 1.01361 0.027405 69.48 2.2868 3.277 表中He从273.15k到5.2k, He密度变化389倍, 只变0.4% 证明k是不变量。 氦原子有两个电子，为什么氦的折射率还小于氢的折射率？这里有两个电子的自旋吸引。前博文讲了电子自旋是电子的螺旋运动，核外电子绕核作螺旋运动，左旋电子产生的磁矩与右旋电子产生的磁矩相吸引，该吸引作用限制了电子的运动范围，该吸引作用减少了电子与光子作用的机会，相对增大了r所以使氦的折射率小于氢的折射率，使 = /4。前博文讲的电子自旋是理论证明，这里才是实验证据。 汪和睦.物理常数与单位.天津科学技术出版社.1986. M.H.Edwards et al.,Saturated He Near Its Critical Temperature.Phys.Rev.129,1911(1963).
个人分类: 太子弦：电子|2107 次阅读|2 个评论
T物质的光学性能
tyctyc 2014-5-2 08:06
T物质密度分布公式: , 是介质中的T物质密度, 是真空中的T物质密度,k是常数,r是考察点到电子中心的距离。 T物质中能传播横波，波速是 G是切变弹性模量。光是横波，真空中光速是 , 介质中的折射率n=c/v，这里假设介质和真空的T物质的G是相同的。 这里r 变成原子间距 V是介质的体积 T是介质的温度 所有系数合并为k 实验是用空气做的结果如下 : (15度) 实验 (20度) 实验 (20度) 计算 误差 552.76 543.32 543.26 1.328 557.44 547.93 547.86 1.32 562.1 552.51 552.44 1.32 这里没有复杂的计算，没有修正，就能达到万分之一精度，证明 T物质密度分布公式: 是可靠的。 从 能得出: 是液体体积， 是气体体积, 是气体密度, 是液体密度 实验是用氦做的结果如下 ： 273.16k =1.000035 =0.1785 g/ 4.2k, =0.12485g/ -1=0.04896 计算值 -1=0.049608实验值 误差-1.3% 5.2k, =0.06948g/ -1=0.027247计算值 -1=0.027405实验值 误差-0.58% 在氦密度变化几百倍的情况下，能达到该精度再次证明T物质密度分布公式: 是可靠的, 同时证明G和k都是不变量。 汪和睦.物理常数与单位.天津科学技术出版社.1986. M.H.Edwards et al.,Saturated He Near Its Critical Temperature.Phys.Rev.129,1911(1963).
个人分类: T物质(太子弦)|1535 次阅读|0 个评论
周四讨论班：稠密材料的折射率（郭铁城）
GrandFT 2013-12-11 21:06
题目：稠密材料的折射率 主讲：郭铁城 时间：2013年12月12日 星期四下午4:30-6:10 地点：16教学楼308室 提纲： 一：稠密材料的折射率 1.1 物质的极化 1.2 电介质中的麦克斯韦方程组 1.3电介质中的波 二：折射率的探讨 2.1 复折射率 2.2 混合物的折射率 2.3 金属折射率 2.3.1 金属中的波 2.3.2 低频近似与高频近似；趋肤深度与等离子体频率 参考资料：费恩曼等.费恩曼物理学讲义.第二卷.李洪芳等译.上海:上海科技出版社;2005.6
个人分类: 周四讨论班|2706 次阅读|0 个评论
周四讨论班：折射率（P. Mwansa）
GrandFT 2013-11-27 14:35
题目： 折射率 主讲：Pardon Mwansa 时间：2013年10月31日 星期四下午4:30 地点：16教学楼308室 提纲 1.The index of refraction 2.The field due to materials 3.Absorption 4.The energy carried by an electric wave.
个人分类: 专题讨论班|2026 次阅读|0 个评论
光纤传感半月谈（12）
热度 13 zhwt 2013-6-7 15:09
光纤传感“半月谈”被我写成了“半年谈”，实在惭愧。每年的 9-10 月和 3-4 月都是科研人员的项目申请季，一耽误就是半年。 凡事贵在坚持。从今天做起。本期主要介绍 2013 年第二季度读到的部分文献。 温度传感器 中国计量大学的 Y. Xin 等人报道了采用酒精填充的边孔光纤干涉仪测量温度的方法（ Y. Xin, X. Dong, Q. Meng, F. Qi, and C.-L. Zhao, Alcohol-filledside-hole fiber Sagnac interferometer for temperature measurement, Sensors and Actuators A , vol. 193, pp.182 – 185, 2013. ），图 1 。其温度灵敏度约为 86.8 pm/ ◦ C 。 图 1 采用边孔光纤的温度传感器 巴西的 R. E. P. d. Oliveira 等人研究了光子晶体带隙光纤的光谱的温度特性（ R. E. P. d. Oliveira, J. C. Knight, T. Taru, and C. J. S. d. Matos1,Temperature response of an all-solid photonic bandgap fiber for sensingapplications, APPLIED OPTICS ,vol. 52, pp. 1461-1467, 2013. ）。 南开大学 H. Liang 等人报道了一种同时测量温度和力的 PCF 传感器（ H. Liang, W. Zhang,P. Geng, Y. Liu, Z. Wang, J. Guo, et al., Simultaneous measurement oftemperature and force with high sensitivities based on filling different indexliquids into photonic crystal fiber, Opt.Lett. , vol. 38, pp. 1071-1073, 04/01 2013. ）。该传感器在 PCF 的两个孔中填充液体，在透射谱里面选择两个透射峰，而这两个透射峰对于温度和应力的敏感程度不同（分别红移和蓝移），从而实现了温度和应变的同时测量（图 2 ）。 图 2 液体填充的 PCF 传感器示意图 香港理工大学的 Liu, Z. 等人报道了在高双折射 PCF 上写入 FBG 进行温度和压力传感的方法（ Liu, Z., et al.(2013). Ultrahigh birefringence index-guiding photonic crystal fiber andits application for pressure and temperature discrimination. Opt. Lett. 38(9): 1385-1387. ），图 3 。 图 3 高双折射光纤的制作过程 华中科技大学的 J. Wo 等人报道了采用 MSM 结构的光纤温度传感器（ J. Wo, Q. Sun, H.Liu, X. Li, J. Zhang, D. Liu, et al., Sensitivity-enhanced fiber optictemperature sensor with strain response suppression, Optical Fiber Technology , 2013. ），该传感器利用纤芯模和包层模的干涉来测温（图 4 ），并具有较低的应变灵敏度。 图 4 具有 MSM 结构的温度传感器 吉林大学的 Xue, Y 等报道了采用异丙醇填充的光纤拉锥具有极高的温度灵敏度（ Xue, Y., et al. (2013). Ultrasensitive temperature sensor based onan isopropanol-sealed optical microfiber taper. Opt. Lett. 38(8): 1209-1211. ）传感器图如图 5 所示。 图 5 光纤拉锥示意图 折射率传感器 墨西哥的 M. G. Shlyagin 等人报道了一种自参考的光纤折射率传感器（ M. G. Shlyagin, R. M. Manuel, and ó . Esteban,Optical-fiber self-referred refractometer based on Fresnel reflection atthe fiber tip, Sensors andActuators B: Chemical , vol. 178, pp. 263-296, 2013. ）。该传感器在光纤端部写入两个低反射率的 FBG ，与光纤端面共同构成 3 个干涉仪（图 6 ），通过干涉相位检测的方法检测折射率。 图 6 光纤端面折射率传感器 山东大学的 M. Jiang 等人报道了采用 TiO 2 涂层的光纤 FP 折射率传感器（ M. Jiang, Q.-S. Li,J.-N. Wang, Z. Jin, Q. Sui, Y. Ma, et al., TiO 2 nanoparticlethin film-coated optical fiber Fabry-Perot sensor, Opt. Express , vol. 21, pp. 3083-3090, 02/11 2013. ）。通过增加 TiO2 涂层（图 7 ），传感器的灵敏度提高了 2.6 倍。 图 7 采用 TiO2 涂层的光纤 FP 折射率传感器 美国 University ofNebraska – Lincoln 的 Tian, J 等人报道了采用微结构光纤 FP 腔的折射率传感器（ Tian, J., et al.(2013). Microfluidic refractive index sensor based on an all-silicain-line Fabry-Perot interferometer fabricated with microstructuredfibers. Opt. Express 21(5):6633-6639. ），该传感器表现出来很高的灵敏度和稳定性以及温度不敏感特性。 图 8 采用微结构光纤 FP 腔的折射率传感器 此外，加拿大渥太华大学的 Jeremie Harris 等人报道了基于包层外模式干涉的在线光纤干涉仪型折射率传感器（ Harris, J., et al. (2013). Highly sensitive in-fiber interferometricrefractometer with temperature and axial strain compensation. Opt. Express 21(8): 9996-10009. ）。该传感器实现了温度和轴向应变的补偿，传感器如图 9 所示。 图 9 基于在线 MZ 干涉仪的折射率传感器 加拿大的 Tripathi, S. M. 等报道了采用串联的具有双谐振峰的 LPG 折射率传感器（ Tripathi, S. M., etal. (2013). Temperature insensitive high-precision refractive-indexsensor using two concatenated dual-resonance long-period gratings. Opt. Lett. 38(10): 1666-1668. ），通过调整两个 LPG 之间的距离可以实现温度补偿，如图 10 。 图 10 串联 LPG 的折射率传感器 台湾的 Lee, C. L 等报道了在光纤内部镀金膜（镀膜 - 熔接 - 切割）形成的 FP 腔用于折射率传感（ Lee, C. L., et al.(2013). Microcavity Fiber Fabry-Perot Interferometer With an EmbeddedGolden Thin Film. IEEE PhotonicsTechnology Letters 25(9): 833-836. ），如图 11 所示。 图 11 由金膜和端面形成光纤 FP 腔的折射率传感器 中科院 重庆绿色智能技术研究院 的 Di, W. 等报道了利用电弧放电在 SM 光纤中形成 FP 腔的折射率传感器（ Di, W., et al.(2013). Intrinsic fiber-optic Fabry-Perot interferometer based on arcdischarge and single-mode fiber. APPLIEDOPTICS 52(12): 2670-2675. ），外界折射率会改变干涉条纹的对比度（图 12 ）。 图 12 FP 腔的折射率传感器 磁场传感器 北京理工大学的 Gao, R. 等报道了基于光子晶体光纤的磁场传感器（ Gao, R., et al. (2013). All-fiber magnetic field sensors based onmagnetic fluid-filled photonic crystal fibers. Opt. Lett. 38(9): 1539-1541. ）。该传感器通过灌注于光子晶体光纤包层空气孔中的磁流体实现，当磁场变化时，磁流体的反射率发生变化（图 13 ），从而改变透射光强。 图 13 光纤磁场传感器透射光强随磁场变化 暨南大学的 Cheng, L. 等人报道了基于安培力的光纤激光磁场传感器（ Cheng, L., et al. (2013). Ampere force based magnetic field sensorusing dual-polarization fiber laser. Opt.Express 21(11): 13419-13424. ），该传感器利用磁场引起的安培力使双偏振光纤激光器的排频发生变化进行传感。
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光纤传感半月谈（10）
zhwt 2012-7-28 23:22
光纤传感半月谈（10）
本来写半月谈的初衷是及时报道光纤传感方面的进展，注重的是时效性。而今写成了这个样子，感觉真是对不起读者。抓紧补吧。这一期谈谈 2012 年第一季度的文献。 1 、折射率传感器 中国科大的 L. Yang 等人报道了一种基于导模 - 泄露模 - 导模的光纤结构及其用于折射率传感的方法（ L. Yang, et al., Guided-mode-leaky-mode-guided-mode fiber structureand its application to high refractive index sensing, Opt. Lett. , vol. 37, pp. 587-589, 2012. ），图 1 。 图 1 L. Yang 等人报道的光纤结构 新西兰的 B. Wang 等人报道了在光纤端面上安装光子晶体的折射率传感器（ B. Wang, et al., Photonic crystal cavity on optical fiber facet forrefractive index sensing, Opt.Lett. , vol. 37, pp. 833-835, 2012. ），图 2 。 图 2 在光纤端面上的光子晶体 成都电子科技大学的 X. J. Zhou 等人报道了采用机械应力形成的 LPG 用于折射率传感（ X. J. Zhou, et al.,Refractive Index Sensing by Using Mechanically Induced Long-PeriodGrating, Ieee Photonics Journal ,vol. 4, pp. 119-125, Feb 2012. ），图 3 。 图 3 机械应力形成的 LPG 用于折射率传感 南京大学的 S.-j. Qiu 等人报道了采用 PCF 的温度和折射率同时测量的方法（ S.-j. Qiu, et al.,Temperature sensor based on an isopropanol-sealed photonic crystal fiberin-line interferometer with enhanced refractive index sensitivity, Opt. Lett. , vol. 37, pp. 863-865, 2012. ），其温度灵敏度可达 -166 pm/ ℃，该传感器通过将 PCF 熔接在 SMF 中间而形成干涉仪，如图 4 。 图 4 PCF 和 SMF 的熔接 华中科技大学的 J. Wo 等人报道了基于微光纤 MZ 干涉仪的折射率传感器（ J. Wo, et al.,Refractive index sensor using microfiber-based Mach-Zehnderinterferometer, Opt. Lett. ,vol. 37, pp. 67-69, 2012. ），如图 5 。 图 5 基于微光纤 MZ 干涉仪的 RI 传感器 美国 Stevens 理工学院的 F. Tian 等人报道了采用有限差分频域分析的方法对 PCF 上的 LPG 折射率传感器进行分析（ F. Tian, et al.,Numerical and experimental investigation of long-period gratings inphotonic crystal fiber for refractive index sensing of gas media, Opt. Lett. , vol. 37, pp. 380-382, 2012. ）。结果表明，波长越长，对外界折射率越敏感。 2 、 FP 传感器 重庆大学的 D. W. Duan 等人报道了通过熔接单模光纤时形成微腔的 FP 应变传感器（ D. W. Duan, et al.,Microbubble based fiber-optic Fabry-Perot interferometer formed by fusionsplicing single-mode fibers for strain measurement, Applied Optics , vol. 51, pp. 1033-1036, Mar 2012. ），图 6 。 图 6 SM 光纤熔接微腔 FP 传感器 与上面的结构类似，巴西的 F. C. Favero 等人报道了采用 PCF 和单模光纤熔接的微腔 FP 传感器（ F. C. Favero, etal., Spheroidal Fabry-Perot microcavities in optical fibers forhigh-sensitivity sensing, OpticsExpress , vol. 20, pp. 7112-7118, 2012. ），试验结果同样表面了较高的应变灵敏度和低温度系数，图 7 。 图 7 PCF 与 SM 光纤熔接 FP 传感器 安徽大学的 F. Xu 等人报道了采用纳米级厚度的银膜的 EFPI 压力传感器（ F. Xu, et al.,High-sensitivity Fabry-Perot interferometric pressure sensor based on ananothick silver diaphragm, OpticsLetters , vol. 37, pp. 133-135, 2012. ），灵敏度高达 70.5 nm/kPa ，图 8 。 图 8 采用纳米级银膜的 EFPI 压力传感器 台湾的 C. L. Lee 等人报道了采用空心光纤填充聚合物形成的 FP 传感器（ C. L. Lee, et al.,Highly Sensitive Air-Gap Fiber Fabry-Perot Interferometers Based onPolymer-Filled Hollow Core Fibers, IEEEPhotonics Technology Letters , vol. 24, pp. 149-151, Jan 2012. ），如图 9 。由于聚合物具有较高的热膨胀系数，该传感器对温度十分敏感。作者称该传感器的优点是成本低、易加工、腔长可控、温度灵敏度高。 图 9 采用聚合物填充的 FP 传感器 葡萄牙的 S. H. Aref 报道了采用 suspended-core 光纤的 FP 干涉仪和 Sagnac 干涉仪的温度和压力传感特性（ S. H. Aref, et al.,Pressure and temperature characterization of two interferometricconfigurations based on suspended-core fibers, Optics Communications , vol. 285, pp. 269-273, Feb 2012. ），图 10 。 图 10 采用 suspended-core 光纤的两种干涉仪 美国马萨诸塞大学的 X. T. Zou 等人报道了采用光纤 FP 温度传感器监测混凝土水化过程的结果（ X. T. Zou, et al., An experimental study on the concrete hydrationprocess using Fabry-Perot fiber optic temperature sensors, Measurement , vol. 45, pp. 1077-1082, Jun2012. ），图 11 。 图 11 X. T. Zou 等人使用的 FP 传感器结构 电子科技大学的 E. Lu 等人报道了 FP 传感器的解调方法（ E. Lu, et al.,Demodulation of micro fiber-optic Fabry-Perot interferometer usingsubcarrier and dual-wavelength method, Optics Communications , vol. 285, pp. 1087-1090, Mar 2012. ）。 东北大学的 Y. Zhao 等人报道了采用空心 PCF 的 FP 传感器用作磁场传感（ Y. Zhao, et al.,Hollow-core photonic crystal fiber Fabry-Perot sensor for magnetic fieldmeasurement based on magnetic fluid, Opticsand Laser Technology , vol. 44, pp. 899-902, Jun 2012. ），图 12 为其传感头结构图。 图 12 基于空心 PCF 的 FP 磁场传感器 3 、基于光纤激光器的传感器 南开大学的 H. Zhang 等人报道了采用多纵模 DBR 光纤激光器的排频来测量光纤双折射的方法（ H. Zhang, et al., Fiber birefringence measurement based on abeat-frequency-interrogated multilongitudinal-mode distributed bragg reflectorerbium-doped fiber laser, MICROWAVEAND OPTICAL TECHNOLOGY LETTERS , vol. 54, pp. 702-707, 2012. ）。 华中科技大学的 J. Wo 等人报道了采用 DBR 光纤激光器的两个偏振模排频来进行扭转传感的方法（ J. Wo, et al., Twist sensor based on axial strain insensitivedistributed Bragg reflector fiber laser, Opt. Express , vol. 20, pp. 2844-2850, 2012. ），图 13 。实验证实排频变化与扭角为正弦函数关系，函数的周期和灵敏度取决于被扭光纤的长度。 图 13 用光纤激光器的两个偏振模排频进行 扭转 传感 暨南大学的 L. Jin 等报道了采用光纤激光器的两个偏振模排频进行温度传感的方法（ L. Jin, et al., Strain-insensitive temperature sensing with a dualpolarization fiber grating laser, Opt.Express , vol. 20, pp. 6021-6028, 2012. ），单纵模光纤激光器的两个偏振模排频与温度相关，但对轴向应力不敏感，因此可作为应力不敏感光纤温度传感器。图 14 为温度测试结果。 图 14 利用激光器偏振模排频的温度测试结果 马来西亚的 H. K. Hisham 等人报道了光纤 FP 激光器的相位噪声特性（ H. K. Hisham, etal., Characterization of phase noise in a single-mode fiber grating Fabry – Perot laser, Journal of Modern Optics , vol. 59, pp.393 – 401, 2012. ）。在其后的文章中，作者有对其调制特性进行了研究（ H. K. Hisham, et al., Improving the characteristics of themodulation response for fiber Bragg grating Fabry-Perot lasers by optimizingmodel parameters, Optics and LaserTechnology , vol. 44, pp. 1698-1705, Sep 2012. ）。 美国海军实验室的 G. A. Miller 等人综述了基于光纤激光器的高性能传感技术（ G. A. Miller, et al., High performance sensing using fiberlasers, Optics Photonics News ,pp. 31-36, 2012. ）。
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“天经地义”，那些变幻莫测的天线
crossludo 2012-7-9 23:14
天经地义 天网 生物天线 环境天线 移动天线：动物 定点天线：植物 【参考阅读】 宇宙中的物质组成了一张网，宇宙网的丝状物将众多星系和星云串联起来在空旷的宇宙中扩展 。 《自然》：“捕获彩虹”技术有望让光线停 止 美物理学家研制出电离天线 打破百年技术瓶颈 负折射率等离子纳米天线问世 人工 天线
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金纳米盒颗粒LSPR传感应用的最优化灵敏度研究
aumin 2012-2-13 20:04
基于准静态Fuchs理论和平均介电函数方法，模拟了金纳米盒的光学性质。从计算得到的消光光谱中我们分析了金纳米盒壁的厚度对介质折射率灵敏度和共振线宽的影响。结果表明，折射率灵敏度随着壁厚度的减小而指数增长。但是减小壁的厚度会使共振线宽急剧加宽，这不利于实验中波峰波长变化的测量。为了综合评价金纳米盒用于生物传感器的性能，计算并比较了金纳米盒与其他金纳米粒子的FOM值。结果表明，金纳米盒的折射率灵敏度和FOM值比金纳米球、金纳米壳都要高，这使金纳米盒很有希望用于制作生物化学LSPR传感器。 Min Cao, Meng Wang, Ning Gu.Optimized Surface Plasmon Resonance Sensitivity of Gold Nanoboxes for Sensing Applications. J. Phys. Chem. C (2009) 113, 1217–1221 图1. 在不同介质折射率中，内径为30 nm壁厚5 nm的金纳米盒消光光谱。插图为由光谱得到的SPR峰值随介质折射率的变化。 图2. （a）内径为30 nm、不同壁厚的金纳米盒SPR峰迁移随介质折射率变化。（b）折射率为1.33的介质中，内径为30 nm、不同壁厚的金纳米盒的消光光谱。 图3. （a）折射率灵敏度与共振线宽随金纳米盒壁的厚度的变化。（b）FOM随金纳米盒壁的厚度的变化。
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怎样从透射谱中分析薄膜的折射率厚度及光学带隙
热度 6 yhliu971225 2011-6-26 22:02
用透射谱分析薄膜的折射率厚度及光学带隙 用透射谱分析薄膜的折射率厚度及光学带隙_Tauc法.ppt 1.ppt 一直在做电子薄膜的沉积，最苦恼的事是分析，薄薄的一层，要从中提取出结构信息、电子学特性的信息、光学特性的信息，关于厚度等的物理属性信息等等，得做大量的工作。做工作不怕，怕的是分析结果的不确定性。在半导体测量中就没有精度这一说。 一直用透射谱分析薄膜的折射率厚度及光学带隙等信息，把相关分析方法告诉学生，结果学生分析出来的数据五花八门，问为什么得到这样的结果，也说不出个所以然来。 今天大雨封门，一天没出去。找来相关文献，从头把分析理论看了一遍，再拿来一组数据，亲自动手分析。发现薄膜厚度的误差可以小于１%。太激动了。我自己早前并没有发现这一妙处。干脆把分析方法整理出来，以ppt文件的形式写好。明天交给学生，以后的学生都可以参照此版本来分析数据了。 把ppt文件附再后面，希望听到更多人的意见。其中包络线是通过origin人工做的，不知有没有软件可以直接给出来。岛津的分光光度谱仪带了薄膜厚度测试的软件，但其中的折射率需要用户给出，这个对用户来说是困难的。其实用我们这里介绍的方法是可以直接从透射谱中得出来折射率的。 ppt中只介绍分析步骤。理论部分在参考文献中。
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一位博士研究生的来信和简单答复
热度 1 Fangjinqin 2011-6-4 07:30
方老师,您好,这是我第一次来您博客留言.先是在科学网上拜读了您的博文,然后在我课题的调研过程中发现了您曾经发表过的文献,研究跨度如此之大,让我深感触动.我是光学工程方向的博士研究生,目前正在进行光纤激光器的研究,但我心中一直有个梦想,希望能够理解这个复杂的让人困惑的真实世界.从去年开始接触到了复杂系统的思想,又开始看了哈肯 的《协同学》系列，发现激光器本身就是一个具备实验基础的复杂系统。在和老板交流之后，将课题方向转移到了研究光纤激光器中的非线性动力学，并想从这一角度来研究工程实践中出现的一些复杂动态现象，我心中的目标就是，通过激光器理解复杂系统、理解真实世界。在学习您的《非线性环型腔反馈激光系统的动力学特性及其混沌控制》一文中，我遇到了一些困惑，希望得到您的指点： 1、Ikeda和Otsuka等提出的环形腔模型是含有多块非线性折射率介质的被动腔，并无增益介质，为何可将这一模型与环形腔激光器等价？这一模型如何与真实的环形腔激光器联系？ 2、DDE方程里是否包含增益损耗过程？DDE方程化简后均表达为相位项，混沌行为的主体也是光场的相位，相位的混沌如何与光子数的混沌联系？如何测量这一相位？ 3、Ikeda-Otsuka模型的完整的DDE方程如何通过逆算符方法求解？我查阅的文后的参考文献，由于均发表于上世纪90年代，许多文献无法得到全文，因此未能找到求解环形腔激光器系统的内容。 4、Otuka写过《Nonlinear Dynamics in Optical Complex Systems》一书，书中光学复杂系统指的是含有大量自由度的主被动光学系统，包括多模激光器等。书中内容截止于2001年，请问目前光学复杂系统这一方向最新的主题是什么呢？ 在百忙之中打扰您，十分抱歉，期盼能得到您的些许指导，不胜感激！ 某研究生（名字不便公开）。 Fangjinqin 刚刚 你看到的文章是我90年代初指导研究生的工作。快20年了。目前我非常忙，忙不过来考虑你提出的问题，过一段再说。关于分解法可以看我在“物理学进展”（1993，13（4）：441-560）长篇综述，及在“物理学报”等杂志上的文章。
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折射率的定义
fqoo 2010-9-27 00:33
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