删除或更新信息,请邮件至freekaoyan#163.com(#换成@)

高次谐波发射的亚原子尺度研究

本站小编 Free考研考试/2021-12-29

摘要:激光与原子、分子相互作用的高次谐波是产生超短阿秒脉冲和相干高频XUV光源的重要手段之一. 为了产生高强度的XUV光源, 需要对谐波产生机制深入研究. 本文通过数值求解含时薛定谔方程, 计算了不同空间位置的含时偶极矩进而得到不同空间位置的高次谐波发射. 对不同空间位置的谐波发射谱的分析发现, 谐波发射的主要空间位置在核区附近, 不同空间位置的谐波中奇次和偶次谐波均能被观察到, 整数阶谐波能量辐射强度较大. 进一步研究不同空间位置的谐波相位发现, 在x = 0左右两侧发射的奇次谐波相位相同, 偶次谐波相位相反. 通过滤波方法分析了不同空间位置的相同次谐波的含时偶极矩信息, 发现该相位特征导致了奇次谐波的增强, 偶次谐波的消失.
关键词: 高次谐波发射/
空间分布/
波包

English Abstract


--> --> -->
超短强激光与原子分子相互作用可以产生高次谐波辐射[1-3]. 由于谐波光谱强度随着谐波能量的增加存在独特的平台结构, 被用于产生相干软XUV和软X射线光源. 高次谐波具有较宽的频谱, 因而成为产生阿秒量级超短脉冲的重要方案之一[4,5]. 更重要的是高次谐波产生机制是由电离电子与母体离子的复合, 谐波信息中携带了原子、分子靶的信息, 人们可以利用谐波对原子、分子的电子轨道进行“成像”[6-8].
目前, 对高次谐波的理解可以利用Corkum[9]提出的半经典三步模型解释: 原子在激光电场作用下, 形成一个由原子势和激光电场形成的势垒, 电子首先隧穿过这个势垒; 然后在激光电场作用下运动, 此时核的影响很小, 被忽略, 可以看作是一个经典粒子受到激光电场的驱动; 当激光电场方向改变后, 电离的电子有机会与母体离子发生重散射回到原子的基态, 发射出高能光子. 根据这一理论预言出高次谐波截止位置能量为${E_{{\rm{cutoff}}}} = {I_{\rm{P}}} + 3.17{U_{\rm{P}}}$, ${I_{\rm{p}}}$是电离能, $\displaystyle{U_{\rm{p}}} = \frac{{{E_0}}}{{4{\omega ^2}}}$是激光脉冲的有质动力能. ${E_0}$$\omega $分别是峰值场强和激光脉冲角频率. 这一公式给出的截止能量在很多情况下都可以解释实验观察到的结果[10], 因而被大家广泛接受.
这一机制虽然可以对谐波的截止位置给出很好的描述, 对于谐波效率以及谐波的谱结构信息却不能提供更多的解释. 其原因是此机制是基于电子的经典描述, 而没有将电子看作为波包. 近期人们利用基于波包方案计算的玻姆轨迹信息对谐波的产生机制进行了研究, 发现利用单一轨迹就可以定性地重现谐波的结构[11,12]. 原因是玻姆轨迹的计算是基于波函数, 其粒子受力中包含了量子力的贡献. 然而, 进一步的研究表明, 为了与数值求解的准确的谐波相比, 达到半定量的一致, 需要考虑空间分布上更多的轨迹, 这些轨迹携带不同的相位信息. 为了和数值模拟结果达到定量的一致, 需要的玻姆轨迹数目达到上万条[13,14], 这些轨迹的计算需要非常多的计算资源. 不计算这些玻姆轨迹, 通过直接考虑波包不同空间位置的贡献来理解谐波发射过程是本文关注的内容. 本文通过数值求解含时薛定谔方程, 得到体系任意时刻的波函数. 分别计算出不同空间区域的谐波发射, 分析谐波发射在亚原子尺度的变化行为, 理解谐波发射过程. 如无特殊说明, 本文均使用原子单位.
为了研究谐波发射过程, 需要数值求解原子在强激光作用下的含时薛定谔方程. 在长度规范和偶极近似下的方程表示为[15]
${\rm{i}}\frac{\partial }{{\partial t}}\psi (x,t) = \left[ { - \frac{1}{2}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {x^2}}} + {V_{\rm a}}(x) + x \cdot {E_{}}(t)} \right]\psi (x,t),$
其中$\displaystyle{V_{\rm a}}(x) = \frac{{ - 1}}{{\sqrt {{x^2} + a} }}$为原子势函数, 这里选择的软核势, 软化参数$a = 2.0$, 无外场时原子的基态能量为${E_0} = - 0.5$. $E(t) = {F_0}f(t)\sin (\omega t)$是线偏振入射激光电场, ${F_0} = {\rm{0}}{\rm{.0475}}$为激光电场峰值振幅, $f(t)$为梯形脉冲包络, 共有12个光学周期, 其中上升沿和下降沿各一个光学周期. 方程(1)的求解可以通过分拆算符方案实现[16-19]. 得到体系的波函数后, 可以计算加速度形式下的跃迁偶极矩:
$a(t) = - \int_{ - \infty }^\infty {{\psi ^*}} (x,t)\left[ {\frac{{{\rm{d}}{V_{\rm a}}(x)}}{{{\rm{d}}x}} + E(t)} \right]\psi (x,t){\rm{d}}x.$
为了分析不同空间位置的高次谐波发射, 如x′附近的谐波发射, 将偶极矩的计算选择为x′点附近一个空间步长的贡献:
$\begin{split}{a_{{x'}}}(t) =\, &- \int_{{x'} - \Delta x/2}^{{x'} + \Delta x/2} {{\psi ^*}} (x,t) \\ &\times\left[ {\frac{{{\rm{d}}{V_{\rm a}}(x)}}{{{\rm{d}}x}} + E(t)} \right]\psi (x,t){\rm{d}}x.\end{split}$
对含时偶极矩做傅里叶变换, 可以得到相应的谐波发射谱的强度信息和相位信息[20]:
$P(\omega ) = {\left| {\frac{1}{{\sqrt {2{\text{π}}} {\omega ^2}\left( {{t_{\rm{f}}} - {t_{\rm{i}}}} \right)}}\int_{{t_{\rm{i}}}}^{{t_{\rm{f}}}} {a\left( t \right){{\rm{e}}^{ - {\rm{i}}\omega t}}{\rm{d}}t} } \right|^2}.$

利用激光电场与原子相互作用, 产生的谐波发射谱如图1(a)所示. 从图中可以看出, 在激光场作用下, 可以观察到清晰的平台结构, 截止能量是20次谐波附近, 与三步模型预言的结果一致. 由于原子的势函数的对称性质, 在图中可以观察到清晰的奇次谐波发射. 谐波发射过程主要是电子与母体离子重碰产生, 因而在核区附近的波包可以对谐波发射发挥重要的作用, 首先选择空间范围为$x < 0$$x > 0$的偶极矩进行分析. ${a_{x < 0}}(t)$${a_{x > 0}}(t)$[21]分别表示为:
图 1 (a) 激光脉冲辐照下原子的高次谐波发射; (b) ${a_{x < 0}}(t)$计算得到的谐波谱; (c) ${a_{x > 0}}(t)$计算得到的谐波谱; (d) 三个谐波谱的对比
Figure1. (a) High-order harmonic emission of atoms irradiated by laser pulses; (b) harmonic spectra calculated from ${a_{x < 0}}(t)$; (c) harmonic spectra calculated from ${a_{x > 0}}(t)$; (d) the comparison of three harmonic spectra.

${a_{x < 0}}(t) = - \int_{ - \infty }^0 {\psi ^*}(x,t) \left[ {\frac{{{\rm{d}}{V_{\rm a}}(x)}}{{{\rm{d}}x}} + E(t)} \right] \psi (x,t){\rm{d}}x,$
${a_{x > 0}}(t) = - \int_0^{ + \infty } {{\psi ^*}(x,t)\left[ {\frac{{{\rm{d}}{V_{\rm a}}(x)}}{{{\rm{d}}x}} + E(t)} \right]} \psi (x,t){\rm{d}}x.$
图1(b)图1(c)分别给出了利用这两个部分的偶极矩计算出来的谐波谱. 从图中可以看出, 这两个谐波谱中仍然可以看到奇次谐波的发射, 但与全谱比较已经变得不明显, 同时还可以观察到强度较小的偶次谐波发射, 且谐波光谱的背景强度更大(如图1(d)所示). 将整体的谐波发射记为$P(\omega )$, ${P_1}(\omega )$${P_{\rm{2}}}(\omega )$分别是利用${a_{x < 0}}(t)$${a_{x > 0}}(t)$计算的谐波谱, 则整体的谐波发射强度可以表示为${\left| {P(\omega )} \right|^2} \,\approx \,{\left| {{P_1}(\omega )} \right|^2} \,+\, {\left| {{P_2}(\omega )} \right|^2} \,+\, 2{\rm{Re}} [{P_1}(\omega ){P_2}^*(\omega )]$, 目前的计算结果表明, 公式最后的干涉项对谐波的影响较大, 从单一部分的波包计算出的结果无法重现整体的结果.
在研究了空间范围为$x > 0$$x < 0$的谐波基础上, 将产生谐波的空间进一步局域化, 在x = –15 a.u. 到x = 15 a.u. 空间范围内, 均匀选择300个空间点计算相应的含时偶极矩${a_x}(t)$以及谐波发射谱, 结果如图2所示. 从图中可以看出, 随着空间位置的变化, 谐波谱的结构相差很多. 谐波强度较大的区域仍然主要位于核区附近, 在x = –3 a.u.到x = 3 a.u. 之间, 超出这个区间的谐波主要是分布在整数倍谐波. 从图中还可以看出, 对于空间不同位置的谐波发射存在明显的偶次谐波, 产生这一现象的原因与非对称原子的偶次谐波产生机制一致, 即由于波包分布的不对称, 导致在一个周期才有一次主要的发射[22]. 相比于奇次谐波, 偶次谐波的强度较小, 且强度较大谐波发射的空间位置也有差别. 如果将这些谐波非相干地相加, 无法重现整体的谐波结构. 如图中黑框圈出的11次和12次谐波, 对于12次谐波非相干强度求和不为零, 这表明不同空间产生的谐波的相位对整体谐波的影响较大.
图 2 利用${a_x}(t)$计算的高次谐波发射谱随着x的改变
Figure2. Spatial distribution in HHG spectra as a function of the electronic coordinate calculated from ${a_x}(t)$.

为了分析相位对谐波发射的影响, 在图3中给出了利用空间不同位置偶极矩计算得到的谐波相位. 从图中可以看出, 在不同空间位置, 偶极矩的相位分布变化较大. 但整体上还是看出具有较好的对称性, 和光谱强度分布的对称性一致. 这一对称性反映了原子波函数具有的宇称守恒特征. 在图中白色方框分别标出了11和12次谐波的主要发射区域. 对于11次谐波, 其相位在$x = 0$正负两侧变化不大, 因而将这部分谐波相干叠加, 其谐波强度将会相干增强. 对于12次谐波, 其相位在$x = 0$正负两侧具有较大改变, 相位相反, 因而将这部分谐波相干叠加, 其谐波强度将会相干相消. 对于图2中的偶次谐波发射, 在$x = \pm 1.2\;{\rm{ a}}{\rm{.u}}{\rm{.}}$附近存在极小值, 该极小值的产生可以通过谐波相位的空间分布理解. 从对应的空间位置相位变化可以看出, 在该空间位置的偶次谐波相位发生较快改变, 导致叠加后该位置谐波的强度相干相消, 出现节点.
图 3 利用${a_x}(t)$计算的高次谐波发射相位随x的改变
Figure3. Spatial distribution of the phase of harmonic emission calculated from ${a_x}(t)$.

为了从时域直观地观察到这一特征, 利用谐波的振幅和相位信息进行滤波, 选择出所关注的谐波次数, 进行傅里叶逆变换, 得到该次谐波的时间变化信息. 在图4(a)中给出了11次谐波在空间位置分别为x = 2 a.u. (黑色实线)和x = –2 a.u. (红色点线)的含时偶极矩随时间的改变. 从图中可以看出, 这两个偶极矩幅值相差不大, 相位相同, 因而这两个空间点产生的11次谐波可以相干增强. 图4(b)给出了12次谐波相空间范围内的偶极矩随时间的变化. 从图中可以看到, 该次谐波空间对称的两个点的含时偶极矩的幅值也接近, 但相位相反.
图 4 11次谐波(a)和12次谐波(b)分别在空间x = –2 a.u.和x = 2 a.u.位置的偶极矩随着时间的改变
Figure4. Time evolution of the dipole moment at x = –2 a.u. (black solid curve) and x = 2 a.u. (red dotted curve) : (a) The eleven-order harmonic; (b) the twelve-order harmonic.

根据上面的分析可以知道, 空间不同位置的谐波发射对整体的谐波贡献不同. 在原子核附近, 由于波包的布居较多, 电离电子返回核区后产生的谐波强度较大, 谐波发射也在这一区域. $x = 0$处由于其势函数导数为0, 谐波强度较弱. 对于原子核左右两侧, 不同阶次谐波的相位不同, 对于奇次谐波, 其谐波相位相同, 对于偶次谐波其相位相反. 整体的谐波发射过程可由示意图5给出.
图 5 不同空间区域发射谐波的相关过程产生了原子的谐波发射
Figure5. The harmonic emission of atoms is produced by the process of harmonic emission in different space regions.

高次谐波发射过程通常由三步模型给出, 但是其不能对谐波的光谱细节信息给出预言. 此外还有谐波的诸多解释, 如不同周期产生的辐射在时间上相长干涉和相消干涉或由角动量守恒带来的跃迁选择定则等. 本文利用数值求解含时薛定谔方程方案, 通过计算不同空间位置的含时偶极矩进而分析其谐波发射谱, 发现其产生机制可以利用空间不同位置的发光的相干性给出解释.
感谢吉林大学超算中心的技术支持.
闂佽崵鍠愬ú鎴︽倿閿旂晫鐝舵慨妞诲亾闁硅櫕鎹囧畷姗€顢旈崱妤冨幐闂備礁鍚嬪姗€宕銏㈡殾闁靛濡囬埢鏃堟煙閹规劕鐨洪柣鐔风秺閹綊宕惰閳锋梹绻濋埀顒勫焺閸愯法鐭楀┑鈽嗗灣绾爼宕戦幘瀵哥懝闁逞屽墴閵嗗倿鎳為妷锕€鍔呴梺鍦亾婢у酣宕戦幘瀛樺缂佹稑顑嗙紞濠冧繆椤愩倕顣奸柛鈺侊功濡叉劙宕归锝勬唉濠电偛妫欓幐绋库枍閿熺姵鍋g憸宥団偓姘煎幘閼洪亶顢欓悙顒佸劚闂佸憡渚楅崢鐓庮嚕閸ф鐓ユ繛鎴烆殘椤︼附绻濋埀顒勵敂閸℃瑦锛忛梺鍓茬厛閸犳牜鏁幎鑺ュ仯闁归偊鍓涚粔鐑樹繆閹绘帒顏柟椋庡У鐎电厧鈻庨幋鐙呯床
2濠电偞鍨堕幐绋棵洪妸鈺嬬稏闁圭儤顨嗛崵鈧梺鍛婂姦娴滅偤宕洪敓鐘崇厾闁哄鐏濋弳娆戔偓瑙勬磸閸庣敻骞冩禒瀣棃婵炴垶纰嶉幉銈嗙箾閹寸偞顥栭悹渚婄悼濡叉劕鈻庨幇鍓佺煑濠碘槅鍨靛▍锝咁潩閵娾晜鐓忛柛鈩冩礃缁佺増銇勯銏╁剱闁挎稒鍔欓獮瀣枎鐏炴垝澹曟繛杈剧悼鏋€殿喖鐏濋埞鎴﹀磼濞戣鲸鐣界紓浣风贰閸嬪﹤顕i鈧埢搴♀枎閹寸媭妲撮梻浣告啞閻熴儵鏁冮妶鍜佸晠濠电姵姘ㄥ畵渚€鎮楅棃娑欏暈闁糕晛鍊歌灋闁绘鐗為崗顒傜磼鏉堛劎绠撻柍钘夘樀閹粙宕归銈忕矗547闂備礁婀遍。浠嬪磻閹剧粯鈷掗柛鏇楁櫅閻忣亪鏌eΔ瀣4濠电偞鍨堕幐绋棵洪敐鍥╃闁瑰鍋熼埢鏃€銇勮箛鎾寸闁稿鎹囧畷姗€顢旈崱妤冨幐闂備礁鍚嬪姗€宕銏㈡殾闁靛濡囬埢鏃堟煙閹规劕鐨洪柣鐔锋贡缁辨帗寰勭€n亞浠煎┑鐐跺紦閸楄櫕淇婄€涙ɑ濯撮悷娆欑到娴滈箖鏌涢幇鍏哥敖闁糕晪绻濋弻娑滅疀閿濆懎顫╅梺鍛婄懕缁辨洟骞忛悩璇茬闁告侗鍨抽ˇ鈺呮⒑鐞涒€充壕闂佸湱枪缁ㄨ偐绮径鎰厾闁哄嫬绻掔花鎸庛亜閺囨ê鐏茬€殿噮鍋婂璺衡枎閹兾ら梻浣瑰缁嬫垿藝椤撱垹鐒垫い鎺戯攻鐎氾拷40缂傚倷绀侀ˇ顖滅矓瀹曞洨绠旈柟鎯ь嚟閳绘梹鎱ㄥ鈧涵鎼佸极鐎n亶鐔嗛悹鍥b偓鍏呭缂備浇椴搁悷鈺呭蓟瀹€鍕闁挎繂娲犻崑鎾绘惞鐟欏嫬鍘归梺鍝勬川閸庢垹妲愬⿰鍫熺厪闁糕剝娲栫花绫匒闂備線娼уΛ鏃傜矆娴h鐟拔旈崨顔规寖闂佸憡渚楅崢钘夆枍瀹€鍕厱闁哄啯鎸剧壕鎸庛亜閵忥紕顣茬紒鏃傚枛椤㈡洟鎮╅顫婵炶揪缍€椤鎮¢埀顒勬⒒閸屾艾鈧粙顢欐繝鍕潟闁割偅娲栫粻缁樸亜閹捐泛顎岄柡浣割儏椤法鎷犻垾鍏呯按闂侀€炲苯鍘搁柤鍐茬埣婵$敻鎮欓弶鎴殼濠殿喗锕╅崗娑氭閿濆悿褰掓晲閸℃瑧鐓傚銈冨灪绾板秶绮╅悢纰辨晝闁靛牆娲﹂幆锝夋⒑閹稿海鈽夋い锔诲弮閸┾偓妞ゆ帒锕ョ€氾拷28缂傚倷绶¢崑澶愵敋瑜旈獮鍐箻閸撲線鈹忔繝銏f硾楗挳宕濋崨瀛樼厱闁哄啠鍋撶紒瀣崌瀵偊鎮介崹顐㈠幑闂佸搫娲﹀銊╂偡閳轰讲妲堥柟鐐綑閹兼悂鏌嶈閸撱劑骞忛敓锟�1130缂傚倷绀侀ˇ顖滅矓閸撲礁鍨濋柨鐔哄Т缁€鍌炴煕濞戞﹫鏀绘繛鍫濈焸閺屸剝寰勭€n亜顫囬梺閫炲苯澧柛濠勬嚀铻為柕鍫濇处婵ジ鏌i幋鐏活亝绂嶉崼鏇熺厸闁告洟娼ч悘锝嗙節閳ь剟鍩勯崘璺ㄧ煑濠碘槅鍨靛畷闈涱啅濠靛牏纾藉ù锝嚽归弳鏃堟煃瑜滈崗娑氭濮樿翰鈧倿鎳為妷锕€鍔呴梺瑙勫劤閸熷潡鎮¢弴鐐嶆盯鎮ч崼顒€鍙曠紓浣介哺缁诲啫岣跨拠鍙傜喓绱掑Ο鐑囩畱椤法鎹勯搹鍓愶紕绱掗垾鍐差伃鐎殿噮鍋勯埢搴ㄥ箛椤撶姷鈻岄梻浣瑰缁嬫垶绺介弮鍌滃崥閻庢稒岣块埢鏃堟煟濮橆剚顫漃濠电偞娼欓崥瀣嚌妤e啫绠熼柟鎯版闁裤倝鏌涢妷鎴濆暢椤斿鈹戦悩娴嬫)闁靛牆鎳庨弸娆撴⒑鐠団€虫灁闁告柨楠搁埢鎾诲箣閿旂瓔姊块梺閫炲苯澧弫鍫ユ煕鐏炲帺姘跺磻閹剧粯鏅搁柨鐕傛嫹
相关话题/空间 计算 激光 信息 谐波

  • 领限时大额优惠券,享本站正版考研考试资料!
    大额优惠券
    优惠券领取后72小时内有效,10万种最新考研考试考证类电子打印资料任你选。涵盖全国500余所院校考研专业课、200多种职业资格考试、1100多种经典教材,产品类型包含电子书、题库、全套资料以及视频,无论您是考研复习、考证刷题,还是考前冲刺等,不同类型的产品可满足您学习上的不同需求。 ...
    本站小编 Free壹佰分学习网 2022-09-19
  • 交变力磁力显微镜: 在三维空间同时观测静态和动态磁畴
    摘要:传统磁力显微镜(MFM)的磁畴扫描是利用激光束反射探测探针和样品之间的静磁力.因此,对于MFM,直接探测样品在交流磁场作用下的动态磁力仍然是一个挑战.交变力磁力显微镜(A-MFM)使用Co-GdOx超顺磁探针可以实现在交流磁场(频率ωm)作用下探测动态磁力.采集ωm和2ωm信号能准确地表示出样 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 一种结合增益耦合分布反馈光栅的多模干涉波导半导体激光器的研制
    摘要:半导体激光器是现代通讯领域的核心器件.研究和开发具有高稳定性、高功率、高光束质量、窄线宽的单模半导体激光器是目前半导体激光器研究领域的一个重要的研究方向.本文在窄脊型边发射半导体激光器的结构基础上,提出并研制了一种在980nm波段附近的利用有源多模干涉波导结构作为激光器的主要增益区,利用增益耦 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 钙钛矿太阳能电池研究进展: 空间电势与光电转换机制
    摘要:钙钛矿太阳能电池具有高光电转换效率和低成本制备的特点,是极具希望实现大规模应用的下一代光伏技术.然而,对该类器件的光电转换过程的认知仍然不够清晰,相关研究难以直接观测器件内部的空间电势及其对光生电荷载流子的影响.开尔文探针力显微镜技术能够直接探测出器件空间电势的分布,进而直接反映器件工作的状态 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于真实信息传播者的谣言传播模型的动力学分析
    摘要:在谣言传播过程中加入真实信息的传播者,考虑了人们对谣言的遗忘因素,建立了SITR(susceptible-infective-true-removed)谣言传播模型.利用下一代矩阵得到了谣言传播的阈值K0,证明了K0<1时无谣言传播者无真实信息传播者平衡点的稳定性,给出了边界平衡点(即有谣言传 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于偏振依赖多模-单模-多模光纤滤波器的波长间隔可调谐双波长掺铒光纤激光器
    摘要:报道了一种具有全光纤结构的双波长掺铒光纤激光器,该激光器的核心器件为一款新型的多模-单模-多模光纤干涉滤波器.该滤波器通过一段偏振保持光纤引入偏振依赖相位差,因而其干涉滤波效果具有良好的偏振依赖特性.入射抽运功率为50mW时,系统输出激光波长为1544.82与1545.61nm,波长间隔0.8 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 相对论强激光与近临界密度等离子体相互作用的质子成像
    摘要:近临界密度是激光等离子体相互作用中能量吸收和高能电子产生的重要等离子体参数区间.利用激光加速产生的质子束作为电磁场探针,研究了超强激光与近临界密度等离子体相互作用产生的等离子体结构及其时间演化.实验发现,初始均匀分布的质子束穿过近临界密度等离子体后分裂为两个斑.两个质子束斑的间距随着作用时间先 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于有效介质理论的物理性能计算模型的软件实现
    摘要:在改进的有效介质理论的基础上采用C++/Qt混合编程,设计并开发出一套复合材料物理性能模拟计算软件—CompositeStudio.该软件通过格林函数对本构方程进行求解,计算体积分数、颗粒长径比、取向分布、宏观位向对复合材料有效性能的影响.目前软件开发了弹性模量和介电常数两个模块,提供了友好的 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于软件定义量子通信的自由空间量子通信信道参数自适应调整策略
    摘要:自由空间量子通信会受到雾霾、沙尘、降雨等自然环境的干扰.为提升环境干扰下量子通信的性能,本文提出了基于软件定义量子通信(softwaredefinedquantumcommunication,SDQC)的自由空间量子通信信道参数自适应调整策略.该策略通过对环境状态实时监测,根据预置在应用层的程 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于半导体光纤环形腔激光器的全光广播式超宽带信号源
    摘要:提出一种新型的基于半导体光纤环形腔激光器(semiconductorfiberringlaser,SFRL)全光超宽带(ultra-wideband,UWB)信号源的方案,该方案可以同时产生3路高斯脉冲一阶导数脉冲(monocycle)UWB信号.建立了这种全光UWB信号源的宽带理论模型,通过 ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 单脉冲时间精确可控的单纵模Nd:YAG激光器
    摘要:报道了一种单脉冲输出时间精确可控的单纵模Nd:YAG激光器.该激光器谐振腔采用自滤波非稳腔结构得到TEM00模,利用磷酸钛氧铷电光晶体作为相位调制器来扫描腔长,通过种子注入的扫描-保持-触发技术锁定腔模,得到稳定的单脉冲输出时间精确可控的单纵模输出.该1064nm激光器输出脉冲能量为50mJ, ...
    本站小编 Free考研考试 2021-12-29
闂備胶鎳撻悺銊╁礉閹烘梹瀚婚柣鏃傚劋鐎氭岸鏌涘▎宥呭姎闁轰讲鏅犻幃璺衡槈鏉堚晛甯ㄧ紓浣介哺缁诲牆鐣峰璺哄耿闁哄洢鍨婚崣鎰版煟閻樺弶鎼愬褌绮欓崺銏ゆ嚃閳哄倸鐨梺鍛婃处閸撴岸鎮橀幇鐗堚拺闁告挆鍐у闁汇埄鍨伴顓熺閸涘﹥缍囨い鎰╁灩楠炲姊洪崗鐓庡姢闁搞垼灏妵鎰版晸閿燂拷40%闂備礁婀辩划顖炲礉閺嶎厼鍨傛慨妯块哺鐏忓孩鎱ㄥΟ鍨厫閻忓浚浜弻銊モ槈閾忣偄顏�
闂備浇顫夋禍浠嬪礉瀹€鈧划璇差吋閸ャ劌鐨┑顔角归崺鏍焊椤忓牊鐓涘璺猴工閺嗙喐绻涙径妯哄籍濠碘剝鎸冲畷鎺戔攽閹邦剚顔曞┑鐐差嚟婵绱為埀顒勬煏閸℃鏆g€规洩缍侀、娑㈡倷閳轰椒澹曞┑顔矫壕顓犵不閺嶎灐鐟扳堪閸曨偆顑勬繛瀵稿Т閻楀繒妲愰弮鍫濈闁绘ê鐏氶幆锝夋⒒娓氬洤浜濋柡灞诲妿濞嗐垽鎮欑€电硶鏋栭梺缁樺灦钃遍柟鐤含缁辨帡寮埀顒勬偡閿旂偓鏆滅憸鐗堝笧瀹撲線鏌涢…鎴濇珮闁告艾鎳庨湁闁兼祴鏅涜ⅴ闂侀€炲苯澧梺鑺ュ⒊P濠电偞娼欓崥瀣嚌妤e啫绠熼柟鎯版閻忚櫕绻濋崹顐e暗缂佲偓婢舵劖鐓熼柍褜鍓欐俊浠嬫煕閳哄倻娲撮柡灞芥噹椤繂鐣烽崶鈺冩毇闂佽崵濮村ú銈堛亹閻愬搫鑸规い鎺戝€归崑姗€鏌曟繛褍瀚弳鐘绘⒑閸涘﹤绗掓俊顐f濡懘鍩¢崨顔惧弰闂佺粯鍔﹂崜娆愬緞瀹ュ鐓欓悗娑欋缚婢ь剟鏌熼惂鍝ョМ妤犵偛閰f俊鐑藉Ω閵夛妇浜峰┑鐐村灦濮婄懓顭垮鈧獮鍐ㄎ旈崨顔芥珫閻庡厜鍋撻柛鎰劤濞堢偓绻涚€电ǹ顎撶紓宥佸亾闂侀潧妫楅崯鎾箠閵忕姷鏆嬮柡澶庢硶閹拷40%闂備礁婀辩划顖炲礉閺嶎厼鍨傛慨妯挎硾杩濋梺绋挎湰缁诲秹宕甸敃鈧湁闁绘瑥鎳愮粔顒勬煏閸℃鏆熼柟宄扮秺椤㈡ê鈹戦崶褜浼嗛梻浣告惈閻楁粓宕滃☉銏″仧妞ゆ牗绋撻々鐑芥偣娴e摜锛嶇紒澶婄仢闇夋繝褏濮撮崯顖炲箚閸岀偞鐓ユ繛鎴炃圭€氱増绻涢悡搴☆劉缂佸倸绉归、鏇㈠閻樼數袣9闂備胶顢婇崺鏍綘闂侀€炲苯澧柛濠冩倐閹啴濮€閵堝懐顦梺绯曞墲濞茬喖鎮¢埡鍛拺闁告挆鍐у闁汇埄鍨遍幐铏繆鐎涙ɑ濯撮悷娆忓闂傤垶姊虹涵鍛牚闁稿骸宕湁婵せ鍋撻柟顔ㄥ洤鐐婇柍鍝勫暞閹綁姊洪幐搴b槈闁兼椿鍨甸妵鎰板磼閻愯尙顦梺鍝勵槹椤戞瑩宕濋崨瀛樼厸鐎规挻鍝庨崐銈夊疮閸儲鐓曠憸搴g矙韫囨稑鐒垫い鎴e劵閸忓本绻涢崨顐㈠闁诡垱妫冮弫鍐╂媴缁嬭法浠梻浣告啞閻ㄦ粍鎷呴幓鎺嶅婵炶揪缍侀弲鑼姳閹惰姤鐓曟俊銈勭閹兼悂鏌嶈閸忔稓绮堟担鍦洸闁哄洨鍠撻埞宥夊箳閹惰棄鐒垫い鎴濈仢閸婃構缂傚倷绀侀張顒€顪冮挊澹╂盯宕稿Δ鈧繚婵炶揪缍€濞咃綁宕i埀顒佺箾閹寸偞鐓ョ紒銊︽そ閸┾偓妞ゆ垶瀵х粊浼存煟椤忓懏灏﹂柟顔芥そ閺佹劙宕堕埡鍌涘劘闂備礁鎲¢懝鍓р偓姘煎墴婵$敻宕堕鍌氱ウ闂佸憡鍔栬ぐ鍐煀闁秵鐓忛柛鈽嗗幗鐎氾拷