二次光子论文（共7篇）
二次光子论文 篇1
前言
瘢痕是机体在各种创伤后所引起的正常皮肤组织的外观形态和组织病理学的改变的统称,是人类创伤修复的必然产物,外伤、感染、烧伤、物理化学损伤及外科手术等均可造成瘢痕的形成与增生。广义上,将瘢痕分为生理性(正常)与病理性(异常)瘢痕两大类,临床上又将病理性瘢痕分为肥厚性瘢痕和瘢痕疙瘩。病理性瘢痕是在创伤修复过程中,以成纤维细胞为主的细胞增值、活性增强,以胶原蛋白为主的细胞外基质过度沉积,并且难以被机体吸收或重塑为特征的病理性改变[1]。瘢痕研究的主攻方向常常是以抑制成纤维细胞过度增殖或抑制胶原蛋白过度沉积为目标[2,3]。
由于病理性瘢痕不仅可能导致患者畸形、功能障碍、影响美观或奇痒,甚至会发生癌变,因此对它们的预防和治疗是皮肤科和整形外科的一个很重要的课题。然而,虽然自1844年开始运用的手术治疗,经过100多年的历史,发展到今天的外科手术治疗、物理疗法、药物治疗、基因疗法等多种多样[4,5]。但由于难于控制治疗后较高的复发率,治疗效果并不令人满意,并没有从根本上解决防治瘢痕的问题。而且,由于病理性瘢痕是人类皮肤创伤愈合过程中所特有的现象,缺乏理想的实验动物模型[6,7],这进一步限制了人类对病理性瘢痕的临床和实验室的研究进展。近年来,虽然从分子生物学机制上获得了生物活性因子、细胞凋亡、内分泌等对瘢痕增生的影响,但瘢痕的形成机制仍不完全清楚。要从根本上预防和治疗瘢痕,寻求新的方法和技术对瘢痕的本质及其产生、发展等内在规律进行研究,已成为创伤修复研究的关键。
以二次谐波产生和多光子激发荧光作为信号源的多光子显微技术,因其对组织微结构的高灵敏度和高空间分辨成像、对生物组织的低杀伤性和成像深度深等特点,而在生物医学领域得到了广泛的应用[8,9,10]。近年来,在基于生物组织的内在成分用于监控组织的不同生理过程方面的应用尤为突出。另一方面,以二次谐波和多光子激发荧光等为基础的光谱测量技术引起人们的关注,因为在生物组织发生病变的整个过程中,正常和病变组织的发射光谱也存在明显的差别。该技术已被应用于皮肤瘢痕防治,有望解决由于理想的实验动物模型的缺乏而限制人类对病理性瘢痕的临床和实验室的研究进展问题[12],给患者带来福音。
1 瘢痕
对瘢痕的研究主要包括从临床、形态学、组织病理学等方面对不同类型的瘢痕进行诊断,各种瘢痕形成的原因及其防治方法的探索等问题。病理性瘢痕的两个典型代表——肥厚性瘢痕与瘢痕疙瘩在临床检查中不易准确分辨,尤其是尚未成熟发展呈现典型形态特点的早期瘢痕疙瘩,与肥厚性瘢痕的鉴别更为困难。其中很重要的一个区别在于肥厚性瘢痕在早期形成的1~3个月内瘢痕增生活跃,通常在6个月后开始消退,而大部分瘢痕疙瘩通常发生在局部损伤1年后,而且它具有向周边正常皮肤的持续扩张性增生的特点,病程漫长,一般不能自行消退。从组织学检查结果看,两种瘢痕中的胶原纤维、弹力纤维、成纤维细胞等的形态呈现不同。而且,黏蛋白基质的含量不同,瘢痕疙瘩中黏蛋白基质的含量丰富得多,使得瘢痕成为坚硬的实块。组织细胞的培养也有不同,瘢痕疙瘩的凝块液化较慢,黏蛋白形成的百分比较高。此外,瘢痕血管壁的α-平滑肌肌动蛋白表达也有一定的区别[1,2,3,4]。
瘢痕形成的原因有全身性和局部性因素[13]。其中全身性因素可能起主要作用,包括如特异性身体素质,这种素质有时还表现出遗传的特点。发生于具有身体素质患者的瘢痕疙瘩,常与皮肤损伤的轻重程度无明显关系,轻微外伤,如蚊虫叮咬、针灸治疗、预防接种或耳垂的耳环穿孔的针刺伤等都可形成瘢痕疙瘩,甚至有时追溯不出可以觉察到的外伤史。此外,影响因素还有种族的差异、激素分泌的水平的不同、年龄、身体部位、张力等。局部性因素包括异物、炎症、局部牵拉等,与诱发肥厚性瘢痕的情况相同。另外,研究揭示瘢痕疙瘩可能是一种局部免疫反应。
对肥厚性瘢痕的防治,人们提出并实践了许多方法,包括手术、药物、压迫、放射、激光及硅胶治疗等[5,6]。肥厚性瘢痕手术治疗只用于有功能障碍或形态改变时。手术原则为切除瘢痕,充分松解,矫正畸形,以皮片或皮瓣覆盖创面。对瘢痕面积大、皮源缺乏的病例,可只切开或部分切除瘢痕,只求彻底松解挛缩,以皮片修复缺损;残余的增生瘢痕,因张力消失,可逐渐自行软化。而对瘢痕疙瘩单纯施行切除缝合手术治疗,术后极易复发,且增生力愈强,较原有瘢痕面积更为增大,增长速率也愈快。通常采用一些非手术疗法来抑制瘢痕疙瘩,如类固醇激素瘢痕内注射法,局部冷冻疗法,局部放射疗法,激光治疗等。这些方法都在不同程度上取得成功和进展,但都还不能很好地达到消除瘢痕和防止复发的目的。
目前为止,尽管人们在探究瘢痕的本质、寻求有效的防治方法上做了很多努力,但是由于其形成原因还没有定论,一直还没找到一个特别令人满意的防治方法。其中一个很重要的原因在于瘢痕是人类特有的一种性质,虽然人们在老鼠、兔子、狗、猫以及猪等动物身上做了很多尝试,但仍没有建立一个理想的动物模型可以用来研究瘢痕的形成机制[7,8]。要寻求一种可靠的对人体无侵害性的在体定量分析手段,以便直接对人体瘢痕进行在体研究,方可观测机体创伤愈合的整个演化过程,寻找瘢痕形成的机制以及影响它改变的病理生理学因素。这样就不用再依赖动物模型或其他对人体有损害的手段进行研究。
2 基于双光子激发荧光和二次谐波的非线性光谱分辨成像技术
自从1990年Denk与Webb等人首次展示双光子激发荧光显微成像以来[14],双光子显微镜(Two-photon Microscopy,TPM)已经广泛应用于生物医学的研究[9,10,11]。双光子激发荧光(two-photon excitation fluorescence,TPEF)成像是由荧光分子通过同时吸收两个光子激发荧光成像,与传统基于一个光子吸收的共聚焦显微成像有更多的优势。首先,TPEF能提供内在三维高分辨率,并且把光致毒性、光损伤和光漂白局限于焦点内,从而降低焦点以外的损伤和漂白,这使它可以用于活体成像,特别是活细胞,还可以使有效的观察时间更长。其次,TPM激发波长与发射波长相差比较大,可以通过滤光片更有效地把激发光滤掉,从而获得更高的信噪比。再次,大部分荧光光子在组织体上发生散色,对于TPM系统,由于它不需要外加共焦针孔,大部分散色光子还能被探测到,从而提高荧光信号的收集效率。此外,由于许多荧光分子的双光子激发光谱要比单光子激发谱宽,这样就可以利用单一波长激发多种荧光分子,从而获得更多的信息。而且,近红外光的散射效应相对紫外光或可见光小,并且组织的光窗(optical window)在700nm~1000nm,在这窗口组织的吸收相对较小。因此,TPM具有更深的穿透深度。
超快脉冲激光与生物组织相互作用还会发生其他非线性光学效应,比如光学二次谐波(second-harmonic generation,SHG)效应,利用光学二次谐波信号成像的显微镜就称为二次谐波成像显微镜(second-harmonic imaging microscopy,SHIM)[15]。SHG和TPEF都是二阶非线性过程,它具有TPEF成像的所有特点。但与TPEF相比较,SHG信号成像还有其独特的优势。首先,SHG是生物组织原发性信号,光子在生物样品中只发生非线性散射,不被吸收,能量守恒,从而消除了光致毒性、光损伤和光漂白,可以更长时间地跟踪活细胞组织的生理活动过程而不影响细胞的正常功能和发育。其次,SHG是相干散射过程,因此,SHG信号是具有高度的方向性,所成的像能反映出样品内部的细微结构。再次,SHG的光谱宽度完全由激发光源决定,对于150 fs超快激光光谱峰宽度理论上只有10 nm,利用窄波带通滤波片可以有效排除荧光和各种背景干扰,获得较高的信噪比和图象分辨率。此外,生物组织的许多内在结构会产生很强的SHG信号,无需外加染料,可以避免使用染料带来的光毒性。SHIM的引入已经对生物医学的各领域产生了根本性的影响。
双光子激发荧光成像和二次谐波信号成像,二者所获得的信号互为印证和补充,因此双光子激发荧光和二次谐波复合成像是一个新的、很有前景的技术。而基于双光子激发荧光和二次谐波的非线性光谱分辨成像技术使用高质量的反射光栅与多个光电倍增管组成的探测系统,能够同时获得组织内在成分的微结构成像和光谱特性,即将多光子显微技术和光谱测量技术的优点集于一身[16,17,18]。因此,它能够获取与生物细胞组织的结构形态及生物化学相关的信息,为生物医学研究提供一种新的、有效的分析方法和手段。更全面地为生物组织生理和病理的临床早期无损诊断、定位、实时检测等提供可行方法。
利用飞秒激光作用下,生物组织内在成分的谐波产生和多光子激发荧光等非线性光学效应,对创伤修复及瘢痕产生、发展等内在规律进行研究,不但可能促进在临床医学中通过早期直接、无损地探测、诊断和实时监测等方式,实现对瘢痕形成机制的更深入了解,进而从根本上预防和治疗皮肤病理性瘢痕,解决一直困扰皮肤科整形外科的这一大难题提供全新的方法和技术。而且,对非线性光谱分辨成像技术用于皮肤光老化、皮肤美容、上皮肿瘤的早期诊断和定位等同类研究具有重要的理论和实验指导意义。目前,该技术已引起越来越多的物理学家、生物学家和医学家共同重视,并推动非线性光谱分辨成像技术用于瘢痕形成机制研究更快的应用于临床。
3 总结与展望
将基于双光子激发荧光和二次谐波信号的非线性光谱分辨成像技术用于瘢痕形成机制的研究,从全新的观念出发,利用飞秒激光作用下,生物组织内在成分的谐波产生和多光子激发荧光等非线性光学效应,对创伤修复及瘢痕产生、发展等内在规律进行研究。该方法不但可能促进在临床医学中通过早期直接、无损地探测、诊断和实时监测等方式,实现对瘢痕形成机制的研究,进而从根本上预防和治疗皮肤病理性瘢痕,解决一直困扰皮肤科整形外科的这一大难题提供全新的方法和技术。而且,对非线性光谱分辨成像技术用于皮肤光老化、皮肤美容、上皮肿瘤的早期诊断和定位等同类研究具有重要的理论和实验指导意义。由于非线性光谱分辨成像技术用于瘢痕形成机制的研究,在临床医学早期直接、无损地探测、诊断和实时监测方面具有很大的内在潜力和应用背景,已引起越来越多的物理学家、生物学家和医学家共同重视,并推动非线性光谱分辨成像技术用于瘢痕形成机制研究更快的应用于临床,为患者带来希望,造福于人类。
二次光子论文 篇2
关键词：全息,光子晶体,禁带,周期结构,光子禁带,光学厚度
自从1987年Yablonovitch[1]和John[2]分别提出光子晶体和光子能带结构的概念以来, 人们对一维、二维和三维的光子晶体都已经做了较深入的研究.由于有类似于半导体材料中的“频率禁带”特性, 因此光子晶体有着很广阔的应用前景.一维光子晶体在微结构上最为简单, 易于制备, 具有制造超低耗波导、全方位反射镜、光学开关等多种用途, 一维光子晶体结构也可以具有全方位的三维能隙结构[3,4], 用一维光子晶体可能制备出用二、三维光子晶体结构材料制作的器件.因此, 对一维光子晶体进行深入研究是很有意义的.
体全息介质可以看成是一种光子晶体, 体全息介质中存在着某种光子的带结构.与普通突变周期结构的光子晶体相比, 全息光子晶体的周期性变化是渐变的.用全息方法或多光束干涉法制作可见光谱区的光子晶体的方法已有报导[5,6,7,8].为了深入地探讨体全息图作为光子晶体的性质, 以及为了用全息方法制作出可供实际使用的光子晶体, 必须全面分析体全息图中所展现的光子禁带的特点.在这里采用了传输矩阵法, 应用参数调节的方法来研究折射率调制周期倍率和光学厚度对一维全息光子晶体禁带的调节作用.
1 模 型
一维全息光子晶体中, 折射率分布与光场强度分布规律相同, 则折射率分布可写为:n=n0+△ncos (2πz/d) , 其中, n0是全息介质中的平均折射率;△n是折射率的调制度;d是一个周期的长度, 如图1所示.在这种介质中, 折射率是一种余弦函数渐变周期结构 (n是z的函数) , 光学厚度为nd.
二元一维阶跃式光子晶体的折射率分布, 如图2所示.这种一维光子晶体的结构是由折射率分别为n1和n2的2种材料交替组成的, 厚度分别为d1、d2, 一个周期的厚度为d=d1+d2, 两层介质的光学厚度分别为n1d1, n2d2.
2 原 理
采用传输矩阵法计算时, 将每一个周期分成若干个子层, 则每个子层的传输矩阵为[9,10]
Nj由下式表示为 (脚标j代表第j个晶格)
式中, θj为光进入第j个晶格时的折射角;
不难求出, 全息光子晶体的反射率为
由此, 即可得到全息光子晶体的带隙结构.
3 计算结果及分析
文中计算的都是正入射的情况, S偏振和P偏振情况完全一样, 以下均以P偏振计算情况为例.
(1) 折射率调制周期的影响
针对折射率调制的周期性n=n0+△ncos (2πz/Λ) , 引入一个余弦函数综量的可调倍率X, 折射率改写为n=n0+△ncos (X (2πz/Λ) ) 的形式, 通过改变X的数值, 计算了禁带随其变化的情况, 这里n0=1.52, △n=0.07, λ=457 nm, 禁带的计算结果如图3所示.
现将禁带宽度和禁带位置的计算结果列出, 如表1所示.
由计算结果可以得出结论:介质膜的折射率调制倍率对禁带宽度和禁带位置有明显的调制作用;随着折射率调制周期倍率的增大:禁带宽度减小, 禁带中心的位置移向短波.倍率小于1时对禁带宽度及位置影响较大, 倍率大于1时的影响较小, 禁带位置相对较集中;在X=0.2～1.8的变化范围内, 禁带位置在2 500～2 700 nm的范围内变化较大, 在调节参数较小时, 禁带宽度较大.
(2) 光学厚度的影响
改变介质的光学厚度:nd, 引入了一个可调参数X, 令nd=Xnd, 计算了随着X的改变, 禁带位置和宽度的变化情况, 通过编程计算, 结果如图4所示.
现将禁带宽度和禁带位置的计算结果列出, 如表2所示.
由计算结果可以得出结论:介质膜的光学厚度对禁带宽度和禁带位置有明显的调制作用;随着光学厚度的增大:禁带宽度增大, 禁带中心的位置移向长波.相对折射率调制周期对禁带的影响, 光学厚度的改变对禁带的影响较小, 在X=0.2～1.8的变化范围内, 禁带位置在90～900 nm的范围内变化, 在光学厚度较大时, 禁带宽度大.
4 结 论
对一维全息光子晶体, 用传输矩阵方法, 对不同的基本周期结构下的反射率进行了计算.结果表明, 光子禁带与光子晶体基本周期结构单元的光学厚度以及折射率调制的周期分布有关.在设计光子晶体时, 可以根据对禁带宽度及位置的设计需要, 通过改变光子晶体的基本周期结构的参数来实现对光子带隙的控制, 这在光子晶体的应用中很有价值.
参考文献
[1]Yablonovitch E.Inhibited spontaneous emission in solid-state physics and electronics[J].Physical Review Let-ters, 1987, 58 (20) :2059-2061.
[2]John S.Strong localization of photons in certain disor-dered dielectric super lattices[J].Physical Review Let-ters, 1987, 58 (23) :2486-2489.
[3]Fink Y, W inn JN, Fan S, et al.A Dielectric Omnidi-rectional Reflector[J].Science, 1998, 282:1679-1682.
[4] Chigrin D N, Lavrinenko A V, Yarotsky D A, et al. Observation of total omnidirectional reflection from a one-dimensional dielectric lattice [J]. Applied Phys. A, 1999, 68 (1) : 25-28.
[5]M Campbell, D N Sharp, et al.Fabrication of photoniccrystals for the visible spectrum by holographic lithogra-phy[J].Nature, 2000, 404 (6773) :53-56.
[6]Satoru Shoji, Satoshi Kawata.Photofabrication of three-dimensional photonic crystals by multibeam laser interfer-ence into a photo-polymerizable resin[J].AppliedPhys.Let., 2000, 76 (19) :2668-2670.
[7]Toshiaki Kondo, Shigeki Matsuo, Saulius Juodkazis, etal.Femtosecond laser interference technique with diffrac-tive beam splitter for fabrication of three-dimensionalphotonic crystals[J].Applied Phys.Let., 2001, 79:725-727.
[8] Shu Yang, Mischa Megens, Joanna Aizenberg, et al. Creating Periodic Three-Dimensional Structures by Multibeam Interference of Visible Laser [J]. Chem. Mater., 2002, 14 (7) :2831-2833.
[9]Wandg Hui, LI Yongping.An Eigen matrix method forobtaining the band structure of photonic crystals[J].Ac-ta physica sinica, 2001, 50 (11) :2172-2178 (in Chi-nese) .
光子晶体美容仪 篇3
光子晶体是不同介电常数的介质材料在空间呈周期排布的结构。这个概念是由E.Yallonovitch和S.John在1987年提出的[1,2]。在光子晶体中由于存在周期性, 在其中传播的光波的色散曲线将成带状结构, 带和带之间可能会出现类似半导体带隙的“光子带隙”, 处于带隙中的光是被禁止传播的。但当向光子晶体中引入杂质或缺陷后, 由于晶体原有的周期性被破坏, 从而将在光子晶体带隙中出现频宽极窄的缺陷态[3]。只有处于缺陷带内的光波才有可能通过, 光子晶体的这些特性预示着光子晶体有着很好的发展前景[4]。本文利用传输矩阵法[5,6], 通过Matlab仿真[7], 甄选出了合适的介质材料、周期数和厚度, 确定出光子晶体的结构, 以此来设计出光子晶体美容仪。该光子晶体美容仪能够仅让755nm的光波通过, 该波长的光能够深入到皮肤深处, 瓦解色素细胞, 以此来达到祛斑美容的功效。并且该光子晶体美容仪的结构性能稳定, 所发出的光均为单一波长的光并且工作效率高, 能够快速的深入到皮肤深层, 迅速瓦解色素细胞, 美容治疗速度快而且精准, 大大缩短了美容治疗时间。另外, 祛斑美容效果非常明显, 祛斑干净不留痕迹, 同时使用起来安全可靠, 不会使皮肤受到伤害。所以, 这种光子晶体美容仪有很好的发展前景。
1 光子晶体的结构以及带隙计算
一维光子晶体是由折射不同的两种介质材料在沿厚度方向上周期性排列组成。其结构如图1所示, 其中A、B分别代表两种不同的介质材料, 其折射率分别为na、nb, 厚度为a, b, A、B组成一个基本的周期。
根据薄膜光学理论[8]以及光子晶体的传输矩阵法可知, 有个周期组成的光子晶体的特征矩阵[9]为:
式 (1) 中
其中, nj、dj分别为第j层介质的折射率和厚度, θj为光在第j层介质中传播的方向与界面法线的夹角, λ为入射光的波长, 式中η的表达式与光的偏振状态有关。
式 (2) 中, Ein、Hin是入射光的电场强度及磁场强度, Eout、Hout是出射光的电场强度及磁场强度。那么根据电场强度及磁场强度的关系, 上式可以写成:
式 (4) 中, Y是N个周期组成的一维光子晶体的光学导纳, 对于P偏振, , s偏振光, θ0为空气射入光子晶体的光线的入射角。我们令,
式 (5) 中, 是光子晶体和透射方为空气介质的特征矩阵, 并且,
那么光在N个周期的一维光子晶体中传播时的反射系数为:
反射率为:
2 光子晶体美容仪的仿真设计
2.1 光子晶体美容仪光源结构装置的设计
在该光子晶体美容仪中, 所选取的光源为红光光源, 其波长范围为630~780nm。该光子晶体美容仪光源结构装置的结构如图2所示。
该美容仪光源装置[10]主要由电源、驱动电路、红光光源、聚焦透镜、滤波片、控制电路等构成。该光源装置具体的工作过程为:由电源和驱动电路来驱动光源发出红光, 从光源发出的光为脉冲光, 然后该脉冲光通过一个聚焦透镜, 进行聚焦处理, 再经过红光滤波片进行滤波处理, 进一步保证所发出的光为红光。装置中的控制电路用来控制光的稳定, 一旦光源出现不稳定的状态, 就会反馈给控制电路, 由控制电路进行调节, 由此来确保从光源发出的光保持稳定。
2.2 光子晶体美容仪镜头镀膜仿真设计
由于该光子晶体美容仪所选的光源为红光光源, 其波长范围为630~780nm, 为了得到单一波长的光, 要求所设计研究的光子晶体的禁带宽度必须要大于该光源带宽。根据光子晶体带隙的计算方法, 利用Matlab进行编程仿真, 经过仔细的甄选材料, 最终设计出了符合要求的光子晶体结构, 即 (AB) 8C (BA) 8。
该光子晶体是由介质A氧化钛 (Ti O2) , 介质B为氟化钙 (Ca F2) , 介质C硫化锌 (Zn S) 组成, 采用的是替换式掺杂结构[11], 介质C为掺杂介质, 介质C两侧介质的周期数均为8。该光子晶体的结构图如图3所示。
利用传输矩阵法, 通过Matlab进行仿真, 该光子晶体仿真结果如图4所示, 并将仿真结果记录在表1中。
从仿真结果中可以看出, 该一维掺杂光子晶体的禁带的范围为620~960nm, 涵盖了红光光源的带宽范围, 并且在755nm处出现了宽度及窄缺陷模, 其透射率可达0.97。根据该仿真结果, 该光子晶体镀膜能够实现仅让755nm的光波通过的效果。然后再将此掺杂的光子晶体镀膜部分与光源装置部分的镜头相结合, 以此就能够仅让755nm的光波通过治疗镜头照射到皮肤上, 从而瓦解色素细胞, 以此来达到祛斑美容的功效。
3 结论
本文根据传输矩阵法, 通过Matlab仿真, 研究设计出了一维光子晶体美容仪。其中所设计的光子晶体为一维掺杂的光子晶体, 是由介质A氧化钛 (Ti O2) , 介质B为氟化钙 (Ca F2) , 介质C硫化锌 (Zn S) 组成, 采用的是替换式掺杂结构, 介质C为掺杂介质, 介质C两侧介质的周期数均为8。然后将此光子晶体结构膜镀[12]在美容仪镜头上, 就可以实现祛斑美容的功效了。该光子晶体美容仪能够实现仅让755nm的光波通过, 并且透过率极高。当该波长的光照射到皮肤上时, 能够深入到皮肤深层, 瓦解色素细胞, 以此来达到祛斑美容的功效。与其它同类美容仪器相比, 该光子晶体美容仪的结构性能稳定, 所发出的光均为单一波长的光并且工作效率高, 能够快速的深入到皮肤深层, 迅速瓦解色素细胞, 美容治疗速度快而且精准, 大大缩短了美容治疗时间。另外, 祛斑美容效果非常明显, 祛斑干净不留痕迹, 同时使用起来安全可靠, 不会使皮肤受到伤害。因此, 基于一维光子晶体的美容仪器在未来会有很好的市场需求。
参考文献
[1]John S.Strong location of photons in certain disorder dielectric super-lattices[J].Phys.Rev.Lett.1987, 58 (23) :2496-2489.
[2]Yablonovitch E.Inhibited spontaneous emission in solidstate physics and electronics[J].Phys.Rev.Lett, 1987, 58 (20) :2059-2061.
[3]高永芳, 时家明, 赵大鹏, 等.一维光子晶体特性研究[J].材料导报, 2011, 51:10-14.
[4]邹丽娜, 郑咏梅, 施宏艳, 等.光子晶体的研究新进展及应用[J].半导体光电, 2006, 27 (3) :231.
[5]王辉, 李永平.用特征矩阵法计算光子晶体的带隙结构[J].物理学报, 2001, 50 (11) , 2172-2177.
[6]Eghlidi Mohammad Hadi, Mehrany Khashayar, Rashidian Bizhan.Improved differential transfer-matrix method for inhomogeneous one-dimensional photonic crystals[J].Journal of the OptiCal Society of America B:Optical physics, 2006, 23 (7) :1451-1459.
[7]梁红.信号与系统分析及matlab实现[M].北京:电子工业出版社, 2002:8-30.
[8]Tang Jinfa, Gu Peifu, Liu Xu, et al.Model optical thin film technology[M].Hangzhou:Zhejiang University Press, 2007 (in Chinese) :20-35, 43-48.
[9]陈宪锋, 沈小明, 蒋美萍, 等.一维光子晶体缺陷模的特性研究[J].光子学报, 2005, 34 (12) :1876-1880.
[10]沈夏, 张明辉, 刘红林.脉冲式光源研究[J].中国激光, 2009, 36 (11) :2894-2897.
[11]王济州, 熊玉卿, 王多书, 等.一维光子晶体缺陷模的滤波特性及应用研究[J].光学学报, 2009, 29 (10) :2915-2918.
光子计数激光测距技术研究 篇4
为了实现更高的探测灵敏度、更远的探测距离和更大的数据采样率,国际上纷纷展开了对于各种新型激光测距技术的研究工作,光子计数激光测距技术便是其中之一。以美国NASA[1]、MIT林肯实验室[2]为代表的国外多家研究机构已经在光子计数激光测距领域展开了多年的研究工作,研制出了一系列演示验证系统,展示了光子计数激光测距的技术优势和应用潜力。
光子计数激光测距与线性探测体制一样,都采用了直接脉冲探测的方法,通过记录发射激光脉冲和回波光子信号的时间来实现目标距离信息的获取。光子计数激光测距技术采用高重频、低能量的激光器和灵敏度极高的单光子探测器(PMT或Geiger-mode APD),将线性探测体制下包含大量光子的回波波形探测转换为针对单个回波光子事件的“计数”,充分利用了回波信号中的能量(单光子级别),利用目标距离信息的相关性和光子事件累积计数,在背景噪声和暗计数中将真实的距离数据提取出来,提高探测概率,最大限度提高系统探测灵敏度和探测效率。光子计数激光测距技术的优点是能够以较低的激光脉冲能量获取远距离目标的距离信息,大大简化了激光雷达系统,降低了系统对于功耗、望远镜口径等平台资源的要求[3]。
1 光子计数激光测距原理
1.1 信号和噪声模型
当激光脉冲照射到朗伯目标时,单光子探测器能够对回波光子进行响应并产生的平均光电子数可由激光雷达方程计算,由于激光雷达的探测视场一般大于激光发散角,此处采用了激光雷达的面目标探测形式[4]。
式(1)中,Ns是单次激光探测过程中探测器产生的平均光电子数;ρ是目标表面的反射率;Ta是激光雷达与目标之间的单程大气透过率;ηt是激光发射系统光学效率;ηr是激光接收系统光学效率;Ar是接收望远镜有效口径面积;Et是激光发射单脉冲能量;R是激光雷达和目标之间距离;ηq是单光子探测器的量子效率;hν是相应激光波长的单光子能量。
光子计数激光雷达的噪声主要源自探测器视场内的背景光噪声和单光子探测器本身的暗计数(Dark Counts),两种噪声的产生是相互独立的两个随机过程。因此,系统总的噪声光电子数可由两者的叠加表示
式(2)中,Nn是总的平均光电子数,代表了在单位时间内探测器响应的噪声光电子数的平均值;Nb是背景光噪声函数的平均光电子数;Nd是探测器暗计数。
探测器的暗计数由探测器本身的性能决定,对于性能较好的单光子探测器一般小于1 kHz。激光雷达探测视场内的日光背景噪声强度可由如下表述[5]
式(3)中,T'a是太阳到目标表面的大气透过率;θr是目标探测视场角;θsun是阳光照射方向和目标表面法向夹角;Δλ是接收光学系统滤光片带宽;Nλ是大气层外激光波长附件的太阳光谱辐照度。对于532 nm波长,Nλ的值约为1.83 W/(m2·nm);对于1 064 nm波长,Nλ的值约为0.75 W/(m2·nm)。
1.2 光子计数激光测距理论
根据统计光学理论,在光子计数激光测距中,目标表面散射回来的激光回波信号,在强度分布上是一个被伽马分布的激光散斑噪声调制后的泊松分布,因此,单光子探测器产生的信号光电子应当服从负二项分布[6]。
当平均信号光电子数Ns远小于接收光学系统的散斑自由度M时,负二项分布进一步退化成泊松分布。对于光子计数激光测距,回波信号的强度一般处在单光子量级,Ns·M的条件成立,采用泊松分布来近似分析系统的探测模型能够较为准确的反应系统性能。此时,Δt时间间隔内k个光电子事件被单光子探测器探测到的概率可由下式表述[7—9]:
式(4)中,Nsn=Ns+Nn是信号光电子和噪声光电子的平均数。上式完全描述了光子计数激光雷达在采样时间ΔT内探测到光电子事件的分布情况。
光子计数激光测距本质上是将探测距离分成若干个距离栅格,每个距离栅格对应了激光探测过程中的一个时间段,通过对各个时间段内光电子信号事件的统计,利用目标信号和噪声信号不同的概率密度实现噪声信号的滤除。光子计数激光测距中单个距离栅格内的探测概率是该栅格对应时间间隔内信号光电子和噪声光电子共同作用的结果,当至少有一个光电子信号产生时,则认为探测到信号。根据式(4)描述的探测模型,在单个距离栅格内没有探测到任何光子信号的概率为
因此,单个距离栅格的信号探测概率为
式(6)中,Nsn是距离栅格对应时间Δt内产生的平均光电子数。
大部分单光子探测器都存在死时间效应(Deadtime Effect),该效应由探测器本身对于光子信号的响应时间决定。以本文使用的盖革模式雪崩二极管为例,受到探测器响应和淬灭电路(Quenching Circuit)限制,探测器在探测到第一个光子信号后,需要一段时间来恢复工作状态。对于大部分的商用盖革APD,探测死时间一般处于10—100 ns量级。受探测器死时间和探测器噪声信号的影响,在一次有效探测中,第一次探测到的光子信号会对后续信号的探测产生抑制作用,光子信号的探测概率会出现一定程度上的衰减。在综合考虑死时间效应后,信号的探测概率可表述为
式(7)中,Nn是平均噪声光电子数;tdead是探测器的死时间。
2 光子计数激光雷达实验系统
为了分析光子计数技术应用于激光测距的性能,现设计研制了光子计数激光测距实验系统,实验系统原理结构如图1所示。激光雷达工作时,激光器发射的激光脉冲信号经过发射光学系统照射到目标表面,目标散射回来的激光信号由望远镜接收,利用光纤将接收到的光信号耦合至单元盖革APD上。激光雷达的主波和回波信号输出至TDC测时模块,将激光光子的飞行时间记录下来。控制和数据传输模块负责控制整个激光雷达实验系统的工作状态,并将采集到的数据传输至计算机。
实验系统采用了532 nm被动调Q微片激光器,激光脉宽约为550 ps(FWHM),发射激光能量约1μJ,重复频率10 kHz,出射激光发散角约为100μrad。采用20 mm口径的望远镜接收激光回波信号,当目标距离较近,激光回波能量过大时,利用可以调整的孔径光阑将接收到的激光信号衰减至单光子量级。单光子探测器采用Excelitas公司的盖革单光子探测模块(Single Photon Counting Module,SPCM),在532 nm处单光子探测效率达到50%以上,时间分辨率约300 ps,探测死时间30 ns,最大计数率25 MHz,暗计数小于250 Hz,通过多模光纤耦合的方式将光信号耦合至探测器光敏面上。主波探测采用高速的PIN光电二极管。时间测量系统采用基于FPGA延迟线内插的时间-数字转换电路[10](Time to Digital Converter,TDC),测时精度达到80ps,分辨率59 ps。为了抑制背景光噪声,激光雷达系统将探测视场压窄为100μrad;将盖革APD工作于门控探测模式下,门控时间为1μs;利用1 nm的窄带滤光片来滤除大部分激光波长以外噪声信号。
3 系统性能分析
为了验证光子计数激光测距的原理,评估其工作于强光背景噪声条件下的系统性能。利用设计的光子计数激光雷达系统,在白天日照条件下对40m外的标准反射率靶板进行了室外测距实验。
实验过程中,回波光电子数可依据激光雷达方程估计。其中,标准反射率靶板的反射率ρ=0.15,测试目标距离R=40 m,大气透过率Ta=0.99,调整孔径光阑遮拦后系统接收效率约为ηr=0.009,此时,回波光电子数约为113个。为了使接收系统能量尽量接近单光子量级,可进一步利用衰减片调整探测器接收到的激光能量,使回波光电子数在0—10波动。
图2是激光回波信号强度约为2个光电子时的对外测距实验结果。其中,图2(a)是激光雷达探测到的光子事件的空间点云分布情况,噪声信号较为均匀的分布在整个探测空间内,40 m处光子事件发生的密度明显强于其他距离处,有着极高的探测概率,通过光子计数累积和目标距离相关处理,能够有效的将噪声信号滤除掉,提取出目标的真实距离。经过滤噪处理的点云数据如图2(b)所示。图3是激光回波光子信号的累积分布图,当回波信号强度为2个光电子时,系统的测距精度约为6.23 cm。
进一步采用不同衰减率的衰减片对目标进行测距实验,实验结果如表1所示。分析表1中的实验数据,当回波光电子数较多时,目标的测距平均值偏近,测距精度较高;当回波光电子数较少时,目标的测距平均值偏远,测距精度降低。产生以上实验结果的原因是,当回波光电子数较多时,回波能量较大,触发单光子探测器的光子信号大部分来自于激光脉冲的前沿,较为集中,由于死时间效应,脉冲后沿的光子被探测到的概率降低,因而其测距值偏近,测距精度较高;当回波光电子数进一步衰减,回波能量较小时,整个激光脉宽内的光子信号都有可能触发探测器,因而其测距值偏远,受到激光脉宽的影响,其测距精度也较强回波能量时低一些。由此可见,在光子计数激光雷达中,激光脉宽将在很大程度上影响系统的测距精度,若要进一步提高测距精度,需要进一步压窄激光脉冲的脉宽,此外,探测器响应、时间测量系统精度等环节也会在一定程度上引入测距误差。
(Ns≈2 photonelectrons)
(Ns≈2 photonelectrons)
图4是不同回波强度下实验探测概率和理论分析值的对比,实验数据结果与建立的光子计数激光测距模型和设计参数相吻合,有效验证了光子计数激光测距的原理和设计理论,实验系统能够达到预期的性能。
4 结论
光子计数激光测距技术具有灵敏度高、资源消耗少、探测效率高以及探测距离远等优点,是新型的激光测距技术。本文主要研究了光子计数激光测距技术的原理,并在此基础上设计了光子计数激光雷达系统,以单光子灵敏度在日光背景噪声条件下实现了目标测距和数据提取,系统测距精度达到6.23 cm。实验装置和测试结果很好的验证了噪声条件下光子计数激光测距的原理和系统设计方法,进一步的研究工作将会深入地研究回波光电子数和测距误差的之间的关系,设计补偿算法,降低系统测距误差,取得更高的测距精度。
摘要：光子计数激光雷达采用了灵敏度极高的单光子探测器,能够将激光雷达系统的灵敏度提高2—3个数量级,具有极大的发展潜力和技术优势。介绍和分析了光子计数激光测距技术的基本原理和优点。设计了光子计数激光雷达实验系统,采用盖革模式的雪崩二极管(Geiger-mode APD),开展了测距验证实验。实验结果表明,采用光子计数激光测距能够在单光子灵敏度和强噪声背景条件下,获取目标的距离信息,距离测量精度达到6.23 cm。
关键词：激光测距,光子计数,单光子探测器
参考文献
[1] Degnan J J.Design and performance of a 3-D imaging,photon-count-ing,microlaser altimeter operating from aircraft cruise altitudes underday or night conditions.Proceedings of SPIE,2002;4546:
[2] Marino R M,Davis W R.Jigsaw:a foliage-penetrating 3D imaginglaser radar system.Lincoln Laboratory Journal,2005;15(1):23-36
[3] Degnan J J.Photon-counting multikilohertz microlaser altimeters forairborne and spaceborne topographic measurements.Journal of Geo-dynamics,2002;34:503-549
[4] Jelalian A V.Laser radar systems.Artech House,1992
[5] Pfennigbauer M,Ullrich A.Applicability of single photon detectionfor laser radar.Elekcrotechnik&Informationstechnik,2007;124(6):180-185
[6] Goodman J W.Statistical Optics.Wiley,1985
[7] Milstein A B,Jiang L A,Luu J X,et al.Acquisition algorithm fordirect-detection ladars with Geiger-mode avalanche photodiodes.Ap-plied Optics,2008;47(2):296-311
[8] Oh M S,Kong H J,Kim T H,et al.Time-of-flight analysis of three-dimensional imaging laser radar using a geiger-,ode avalanche photo-diode.Japanese Journal of Applied Physics,2010;49(026601):1-6
[9] Johnson S,Gatt P,Nichols T.Analysis of geiger-mode APD laser ra-dars.Proceedings of SPIE,2003;5086:359-368
光子晶体波导的FDTD分析 篇5
关键词：光子晶体,光子晶体波导,时域有限差分算法,光子带隙
0 引言
光子晶体的概念是由E.Yablonovitch[1]和S.John[2]于1987年几乎同时分别独立地提出的。自从光子晶体这个概念被提出以来,人们就在理论上和实验上对光子晶体进行了广泛的研究[3]。光子晶体是由不同介电系数的物质周期性排列而成的,在这种折射率呈周期性排布的电介材料中,某些波段的电磁波因周期性结构的强散射效应(strong scattering effect)将无法在电介材料中传播,因而形成光子带隙结构,即“光子禁带”。频率落在光子带隙内的电磁波不能在光子晶体中传播,因而能很好地控制光在介质中传播。
本文正是利用这一特性制成了光子晶体波导,它有效地为光通信系统中现存的问题提供了一个良好的解决途径,为将来超大规模全光或光电子集成回炉提供了一个很好的基础物质平台。
本文利用时域有限差分法(Finite Difference Time Domain ,简称FDTD 法)[4,6]分析了光子晶体波导的传输特性、模场分布还有透射率,时域有限差分法计算较为简便、通用性和适用性强、节约计算空间和存储空间。FDTD直接把含时间变量的Maxwell旋度方程在Yee氏网格空间中转换为差分方程,在时间和空间轴上逐步推进的求解,最终求出空间场的分布。
1 FDTD算法
FDTD算法: 把含时间变量的Maxwell旋度方程在Yee氏网格空间中转换为差分方程。在这种差分格式中每个网格点上的电场(或磁场)分量仅与它相邻的磁场(或电场)分量及上一时间步该点的场值有关。在每一时间步计算网格空间各点的电场和磁场分量,随着时间步的推进,即能直接模拟电磁波及其与物体的相互作用过程。
TM情形:直角坐标系下
undefined
undefined
将各式写成离散式:
undefined
2 介质的边界条件
Yee网格与垂直的X-Y平面如图1和图2所示。
最边缘的Hx,Hy,Ez由于没有更边缘的电磁场值可供计算,因此确定零为其默认值。
使用完美匹配层(Perfectly Matched Layer, PML)来作为吸收边界,完美匹配层设置的基本结构如图3所示, 在FDTD计算区域中,麦克斯韦方程以常规的FDTD方法求解。在计算域四周PML层,计算域中的散射体或者辐射源产生的外行波穿过与PML层的分界面,在PML层中被吸收。
整个网格分为九个区域,最中间是计算区域,区域1～8是APML层。其中区域5～8是APML的角区域,相应的电磁参数设置是(σx,σy,σmx,σmy)。区域1～2垂直x轴, 电磁参数设置是(σx,σy,0,0)。蛆域3～4垂直于y轴,电磁参数设置是(0,0,σmx,σmy)。
网格的划分过程中,时间步长取为undefined,其中c为自由空间光速。
3 仿真算法和结果分析
光子晶体参数:介质柱的晶格常数a=10.66665mm,半径R=2.13333mm(占空比f=0.2),其相对介电常数εa=11.7(GaAs)衬底相对介电常数为εb=1(空气)的正方晶格光子晶体。使用0.5mm×0.5mm的网格对21×21个晶包进行划分,四周用完美匹配层对光波进行吸收。首先对没有加入缺陷的光子晶体进行分析,激励源采用高斯脉冲,设置PML边界层数为12a,得到这种结构的光子晶体的带隙图, 得到光子带隙在0.27到0.42之间。
然后在光子晶体中引入线缺陷,构成光子晶体光波导, 线缺陷光子晶体光波导是在光子晶体的中间用空气取代一行介质柱。如图5所示。
在A点激励高斯脉冲,在B1点进行接收,通过对接收到的信号进行傅里叶变化后,比较接收端和输入端的光功率,对得到的图形进行归一化处理,得到如图6所示的透射系数。
从图中可以明显看到,原来光子带隙中的光可以较好地通过光子晶体光波导。
图7是其模场分布图。从图7中看到光子禁带的光频率只能在预先设计好的通道中通过,较好验证了光子晶体波导理论:当把缺陷引入光子晶体中,那么落在禁带频率的光波就被局限在这个缺陷中,如果引入的缺陷是线缺陷,那么就能将这些频率的光波从一个位置导向另一个位置,这就是一种全新的导波机制——光子带隙导波。
参考文献
[1]Yablonovitch E.Inhibited Spontaneous Emission in Solid-state Physicsand Electronics[J].Phys.Rev.Lett.,1987,58(20):2059-2061.
[2]John S.Strong Localization of Photons in Certain Disordered DielectricSuper Lattices[J].Phys.Rev.Lett.,1987,58(23):2486-2489.
[3]Jannopoulos J D,et al.Photonic crystals:modeling the filow of light[M].New York:Princeton university press,1995:12-13.
[4]葛德彪,闫玉波.电磁波时域有限差分方法[M].西安:西安电子科技大学出版社,2002.
[5]王长清,祝西里.FD-TD的基本原理[J].无线电电子学汇刊,1988(1-2):38-48.
[6]Yee K S.Numerical Solution of Initial Boundary Value Problems In-volving Maxwell’s Equations in Isotropic Media[J].IEEE.Trans.An-tennas Propagate.,1966,14(4):302-307.
光子晶体与复杂性研究 篇6
光子晶体概念是由Yablonovitch[1]和John[2]在1987年提出的。光子晶体是一种模拟传统晶体的, 介电常数在光波长尺度上呈现周期性变化的人造晶体。光子晶体中不同的介质材料交替排列形成介电常数 (折射率) 在空间上的周期性分布, 对在其中传播的光产生调制作用, 使光的色散曲线形成能带结构, 出现光子带隙。频率处于禁带中的光子, 将不能在晶体中传播。这样, 光子晶体就能够控制光的传播。
光子晶体是一种通过微观结构复杂化实现宏观确定性的人造系统。光子晶体作为一种三层次的非线性系统, 具有非常丰富的和独特的功能和性质, 它在方法论研究方面也将产生重要而深远的影响。
2 方法论的简单性、复杂性及随机性
关于复杂性的研究是科学方法论的一个重要课题。复杂性的概念, 最早起源于计算机科学研究领域, 为了能够认识、判别和描述对象的复杂性, 科学家们定义了多种复杂性概念:
计算复杂性是指认识或解决问题时, 随着问题规模N增长而需要的计算量的增长。如果计算时间或空间 (这里的时间是指一个计算中离散步骤的数目;空间是指计算指令读取独特的存储地址的数目[3]) 的增长不超过N的某个幂次或多项式, 那么该问题是简单的。如果增长速率超过N的任何多项式, 则问题是复杂的。
算法复杂性又称Kolmogorov复杂性, 其基本思想是:关于一个符号串x的Kolmogorov复杂性, 就是产生x的最短程序p的长度。如果传送的符号串无任何规律, 则复杂性就等于符号串本身, 即为无穷。因此越随机的东西也就越复杂。
盖尔曼提出了“有效复杂性”概念:“有效复杂性, 大致可以用对该系统或数串的规律性的简要描述长度来表示”, 他认为有效复杂性与进行观察的复杂适应系统进行辨析和压缩规律的有效性相关联。一个根本没有规律性的、完全随机性的系统, 其有效复杂性为零。而一个状态完全规则的系统, 其有效复杂性应该非常接近于零。因此, 具有有效复杂性的系统既不能太有序, 也不能太无序。
吴彤在“随机性”的背景之下分析了已有的复杂性定义, 对复杂性作了进一步的探讨, 他通过“同元素的大量粒子组成的体系”的结果简单性表明, 复杂性不等于随机性。同时他从混沌的产生是确定性体系所为的角度说明了“混沌”的复杂性不是随机性的复杂性并提出了关于复杂性的一种新的分类。他指出, 计算复杂性和算法复杂性会使人们陷入认识误区;他同时指出, 盖尔曼否定了复杂性和随机性的对应关系。
3 光子晶体中的简单性、复杂性及随机性
光子晶体一种是复杂性和简单性共存的系统, 具有内在复杂性和外在简单性、确定性。关于复杂性和简单性的分析对光子晶体具有重要意义, 对光子晶体的研究也将对复杂性研究产生重要影响。
光子晶体的内在复杂性是非线性和动力学因素造成的。光子晶体的本质特性是由空间折射率周期性变化和光子之间的多重相互作用引起的光的多重散射, 这种散射具有强烈的分散性和各向异性。对单个光子来说, 散射是随机的;但对光子晶体内整个光子体系来说, 多重散射影响下的光的状态是可描述的, 有时甚至是简单的。比如光子晶体的光子带隙和光子局域等特征都是可以确定地描述的, 又比如光子晶体信道分路滤波器可以实现特定频率的光的分离而不影响其它频率的光, 不损失光能量。这里实现的是一种简单的作用关系。
光子晶体光纤是一种二维光子晶体。用非线性光子晶体光纤产生超连续光谱是当前光子晶体光纤应用研究的热点, 人们最初使用的非线性光子晶体光纤是规则的均匀结构。在研究光子晶体光纤超连续光谱的过程中, 人们发现, 非均匀结构的光子晶体光纤也可以产生超连续光谱 (同时在光纤的纵向上呈现拍频现象) 。在这里, 纤芯不规则、包层结构近于随机的非均匀光子晶体光纤的功能特性并不比均匀结构光子晶体光纤更复杂。
4 光子晶体对复杂性研究的启示
光子晶体的特性为吴彤的复杂性不等于随机性增加了一个例证。但通过光子晶体特性的分析, 我们也发现吴彤的复杂性概念应加以澄清:从宏观和系统外部的角度来看, 复杂性不等于随机性;而从微观和系统内部的角度来看, 复杂性和随机性是一致的。因此这里的复杂性应称为宏观或系统复杂性, 吴彤的结论在这个层面上才是成立的。通过光子晶体特性的分析, 我们也同时发现:从微观和系统内部的角度, 计算复杂性和算法复杂性并不会使人陷入认识误区。在此基础上我们也可以得出一个结论:盖尔曼并没有否定复杂性和随机性的对应关系, 只是因为随机性难以描述而将其“抛弃”了。
关于简单性和复杂性的辩证关系, 是复杂性研究的薄弱环节, 而光子晶体却真实地演绎了简单性和复杂性的相互转化、互为因果的关系, 光子晶体的主流效应为复杂性向简单性的转化, 同时也存在复杂性向复杂性及简单性向复杂性的转化, 其转化机制在于微观结构改变造成的多重散射的变化, 它为人们提供了研究简单性和复杂性关系的标本。
5 结语
复杂性问题是复杂的, 在复杂性研究领域, 还存在不少未解问题。光子晶体的出现, 提供了一个复杂性研究的独特标本。关于光子晶体中的简单性、复杂性的研究将在复杂性研究领域产生重要的作用和影响。
参考文献
[1]Yablonovitch E.Inhibited spontaneous emission in solid-state physics and electronics[J].Physical Review Letter, 1987, 58 (20) :2059-2062
[2]ohn S.Strong localization of photons in certain disordered dielectric superlat-tices[J].Physical Review Letter, 1987, 58 (23) :2486-2489
[3]Joel I Seiferas.Machine-independent complexity theory[C].In:J van Leeuwen.Handbook of Theoretical Computer Science.Amsterdam;Elsevier Sci-ence PublishersB V, 1990:165
[4]Ming Li, P M B Vitányi.Kolmogorov complexity and its applications[C].In:Jvan Leeuwen.Handbook of Theoretical Computer Science.Amsterdam;Elsevi-er Science PublishersB V, 1990:197
[5]R Badii, A Politi.Complexity:Hierarchical structures and scaling in physics[M].Cambridge:Cambridge University Press, 1997:7
[6]吴彤.论复杂性与随机性的关系[J].自然辩证法通讯, 2002.
基于SPM的光子探测技术 篇7
单光子探测(single photon detection,SPD)是对单个光子或者光子能量水平的微弱信号进行探测的技术[1,2]。光子是光的最小能量量子,在信号强度仅为几个光子能量级的条件下,进行光子探测的作用十分巨大。利用光子探测技术可以极大地提高探测系统的探测灵敏度,尤其在生物光子学、医学影像、非破坏性材料检查、国土安全与监视、军事视觉与导航、量子成像以及加密系统等方面有很好的应用前景。
1 SPM探测器
从20世纪50年代开始,随着光子探测技术的发展,光子探测器件经历了光电倍增管(PMT)、微通道阵列板(MCP)、盖革雪崩二极管(GAPD)、单像素盖革模式雪崩二极管(SPAD)。其中GAPD具有体积小、成本低、可靠性高、环境适应性强等特点,是目前光子计数设备的主流。但是GAPD的最大缺点是光子计数动态范围小,针对这一问题,俄罗斯研发部门提出采用多个GAPD单元并联,实现光子计数的思路[3,4],并很快得以实现。目前,能够研制和生产多单元光子计数设备的公司主要有爱尔兰SensL[5]、日本滨松、加拿大Zecotek及法国Photonique[6]。硅光电倍增管阵列(silicon photo multipliers,SPM)就是一种新型的多单元光子计数器件。
如图1所示,SPM探测器由集成在1 mm2大小硅片上的一系列APD微元构成,每一个APD微元由一个盖革模式APD和一个大阻值淬灭电阻(quenching resistor,RQ)串联而成,所有这些微元并联在一起,形成一个面阵阵列。当SPM两端加上反向偏压后,每个微元内的APD耗尽层有很高的电场,此时若外界有光子入射进来,会有一定概率激发相应的光电子,产生的光电子在PN结内建电场作用下加速,加速后的光电子获得较大的动能,不断与晶体原子发生碰撞,使共价键中的电子激发形成电子空穴对。高能的电子和空穴又在电场中加速,通过碰撞激发出大量的次级电子和空穴,即产生雪崩效应。由于每个APD微元均独立工作,输出的信号是所有微元产生的输出之和,可以根据输出级上的脉冲幅度计算入射的光子数。
图2是典型的光电二极管伏安特性曲线,在光电二极管两端施加很小的反向偏压的情况下,光电二极管工作在C区,即单位放大区,光电二极管的增益<1,此时PN结输出的电流为暗电流和表面电流之和;当反向偏压增大,达到某一阈值Vbr(反向击穿电压)后,光电二极管工作在B区,即雪崩放大区,光电二极管的增益从数十到数百之间,此时PN结的输出电流将急剧增加;当反向偏压继续增大,超出Vbr(反向击穿电压)后,光电二极管工作在A区,即盖革放大区,光电二极管的增益从106～109,此时,当有光子照射到PN结后,将输出一个“巨电流”。
为了防止雪崩效应一直发展下去,对元器件造成损伤,可以采用淬灭电路来控制PN结两端偏置电压,使之小于PN结的雪崩电压值,迫使雪崩过程停止。淬灭电路是在电路中接入一个阻值较高的淬灭电阻,随着PN结雪崩效应的加剧,输出电流将逐渐提高,此时淬灭电阻上的电压降将逐渐增大,当淬灭电阻的电压降增大到使PN结两端的电压小于雪崩击穿电压后,就能直接迫使PN结的雪崩效应自动停止[7],如图3所示。
雪崩效应停止后,光电二极管的结电容开始充电,等待下一个光子到来引发雪崩效应。两次引发雪崩效应的时间间隔称为驻留时间,SPM探测器的驻留时间比较短,通常为皮秒量级[8]。
若同时有多个光子分别触发SPM探测器表面不同位置的APD微元(如图4所示),多个微元同时被触发,每个微元独立的产生雪崩倍增电流,由于所有的微元都并联在一起,所以经过电阻RL的电流等于所有微元的雪崩倍增电流之和。SPM探测器采用大规模半导体集成电路的制作方法,各APD微元之间的均匀性比较好,雪崩倍增电流近似相等,因此,光子触发APD微元的数量可以通过测量输出电压来确定。通常1个微元被触发记为1.p.e(photon equivalent),2个微元被触发记为2.p.e,依此类推,N个微元被触发即记为N.p.e。
当入射到SPM探测器表面的光子数量较多时,受串扰(cross-talk)、后脉冲效应(after-pulse)等非线性效应的影响,SPM输出的电压值要比实际触发APD微元的个数所产生的电压值要高。SPM探测器的主要参数有:过电压、增益、暗计数率、结电容、动态范围、量子效率、光子探测效率等。
2 SPM探测电路
SPM探测电路采用高速跨导放大器OPA656将SPM输出的光生电流转换成电压信号输出,由于SPM探测器和跨导放大器都存在极间分布电容,跨导放大器还存在输入电容,这些电容加在一起形成的总电容用CS表示。CS与反馈电阻RF组成一个滞后网络,引起输出电压相位滞后,容易使放大电路产生自激震荡。此时,需要在反馈电阻RF上并接一个补偿电容CF进行相位补偿,可以使探测电路的稳定性得到改善,如图5所示。补偿电容的大小为
为了增加探测系统的增益和信噪比,可以采用增加RF和fT的方法,虽然RF⋅CS的数值比较高,但只要跨导放大器的单位增益带宽fT足够大,就不会影响探测电路的带宽和稳定性。
3 SPM光子探测实验
为了验证SPM探测器的光子探测特性,开展了光子探测实验研究。实验装置如图6所示,采用532nm激光器作为光源,配合衰减片、窄带滤光片、PIN光电探测器、探测电路等设备,利用示波器对SPM探测器的输出波形进行采集。
图7所示是SPM探测器的光子响应波形图,其中的曲线代表着APD微元被光子激发产生雪崩效应,1.p.e代表着有1个APD微元被触发,2.p.e代表着有2个APD微元被触发,依此类推,N.p.e代表着有N个APD微元被触发。每条曲线之间的间隔大致是相等的,这是由于每个APD微元产生的均匀性较好,触发过程近似相似,故每个APD微元被触发后,输出的电信号近似相同。由此可以得出结论,SPM探测器的输出具有明显的光子分辨特性。
4 结论
以SPM探测器作为光子探测器件,对其光电探测特性进行分析,并搭建了光子探测实验系统,对SPM探测器的光子探测性能进行实验研究。从实验得出的数据可以看出,SPM探测器是一种性能优良的光子探测器件,与目前光电探测设备中所采用的探测器件(如PIN、APD等)相比较,在探测灵敏度方面具有极大的优势。随着光电探测领域研究的不断深入,可以预见这种器件将会在弱光探测领域发挥更大的作用。
参考文献
[1]刘伟.近红外单光子探测[J].物理,2010,39(12):825-831.
[2]AmnonYariv.Optical Electronics in Modern Communica tions[M].Beijing:Publishing House of Electronics Industry,2004.
[3]赵勋杰.光子计数成像原理及其应用[J].红外与激光工程,2003,32(l):42-45.
[4]Dolgoshein B,Balagura,Buzhan P,et al.Status report on sil icon photomultiplier development and its applications[J].Nucl.Instr.and Meth.A.,2006,563:368-376.
[5]SPM datasheet.http://www.ams-technologies.com/.
[6]赵帅.多像素光子计数器在单光子探测中的应用[J].光学精密工程,2011,19(5):972-976.
[7]Cova S,Ghioni M,Lacaita M,et al.Avalanche photodiodesquenching circuits for single-photon detection[J].AppliedOptics,1996,35(12):1956-1976.