共振效应

2024-09-23

共振效应（共5篇）

共振效应篇1

对于深化校园文化内涵、拓展外延,破解校园文化的“孤岛”现象,让校园文化充满灵动和活力,主动向社区和家长辐射,引发共振效应,更大范围地实现学校价值观的认同,提升学校影响力和凝聚力,我们进行了一些探索。

一、提炼学校精神文化

对一个学校来说,它的总精神应该是校训,多少年以后,当学校生活逐渐随着时间的推移渐渐淡化时,在学生的心灵深处,校训却往往历久弥新、记忆永恒。所以,我们从1995年开始寻找学校改革的突破口,就选择了在校训的确立上。我们借助50周年校庆的时机,让广大师生广泛了解学校的办学历史,面向3000名师生公开征集校训。那段时间,研究校史、提炼精神、总结理念就成广大师生热烈讨论的话题。最后,大家一致同意把“为四十岁做准备”作为我们新时期的校训。但是,如何把校训转化为每一名师生的价值追求,却不是简单的口号就能解决的问题。所以,我们又把校训的活动进一步推向深入,开展了“我为校训找理由”活动,一下子就收到了近千条阐释用语,我们把这些理由印发给全校师生讨论,进一步深化了校训的文化内涵。我们还专门请创意公司设计了碧海蓝天、海鸥飞翔为背景的校训牌,意在为广大师生创设广阔舞台,让每一名师生都能实现梦想,竖立在大门口,让所有师生每天都能感受它的召唤,在学校的所有场馆景苑、教学办公用品、学习用品上印制了校训和誓词,作为学校的宣传品牌。有了这个过程,校训便已经在师生心灵中扎根。而且从那时开始,我们每年举行一次“为四十岁做准备”的主题征文和演讲,通过这种形式,不断地把我们的教育价值观推介给历届师生,让学校的文化精神融进他们的血液,激励他们不断追求卓越,使校训成为一面精神旗帜。

二、构建愿景文化

学校发展应该有一个远景规划。但这个规划不能只是几个人随便商定一下、发个文件就算完的事情。它必须统筹协调教师的发展、学生的发展、学校的发展,把发展的目标变成大家共同认可的、能够激发师生工作学习的激情、变成自觉的使命感和价值观,付诸行动,这也就是我们所说的共同愿景。所以,我们就把这个愿景的规划过程还给了老师和同学们,经过一个月的反复征询意见,最后在教代会上,通过了学校五年发展规划实施方案,写进了学校章程,明确学校的发展定位是:争创示范性、实验性、特色化的高中名校,同时确定了阶段性发展目标和具体措施以及保障机制。在这个基础上,我们确立了整体与个体目标相结合的树形发展蓝图,进一步把学校的发展目标具体分解到每一个岗位,引导广大师生制定自我发展计划,学校跟进支持扶助,同时对师生的年度发展目标进行考核,通过个人和部门业绩的串联和并联,推进学校整体目标的实现。这样,师生在讨论学校发展、规划自我发展、实现自身价值的过程中,就使共同愿景变成了学校的文化,成为师生自觉的价值判断和价值取向。

三、课程衍生文化

在新课程背景下,校本课程开发成为学校重要的研究课题。我们确立了自己的课程哲学观,即“承认差异、尊重个性、面向全体、发展特长,为学生的幸福人生奠基”,把心理健康教育、中学生礼仪、人生规划与职业生涯、演讲与口才列为学生必选科目,同时开设了100多门自然科学课程、人文科学课程、技术技能课程、艺术体育课程、名师讲座课程以及综合实践类、学生活动类课程,使课程选择成为一种新的文化元素。在这个过程中,我们逐渐形成了以中学生自我锻造工程为特色的课程文化,学校把一些常规活动像中学生文化艺术节等项目,都通过招标竞标的方式,交给学生承办,锻炼了学生的能力,丰富了校园生活,促进了学生主动发展。结合课程建设和学生社团活动,我们积极开发课程资源,建立了校史馆、教学资料馆、艺术馆等,还充分利用当地文化资源,把高密民间艺术瑰宝剪纸、泥塑、扑灰年画引进课程,开展人文遗产教育;聘任社会各界专业拔尖人才担任特长生导师,实现名家进校园;因为高密是著名作家莫言的故乡,我们争取上级支持,在校园内建成了莫言文学馆,进一步提升了学校的文化承载功能和文化品位。

四、推销学校文化

向家长推销学校文化,不是学校文化输出的单行线,它是一个双向的互补过程,是学校和所有学生家庭的教育文化的融合与共享。10多年了,我们一直坚持做着一个项目,叫家校合作教育工程。通过开展这个活动,我们把学校的教育理念、办学思路、教育特色等向家长推介;开放课堂,请家长代表听课评课,把家长评教作为考核机制的重要组成部分;学校重要决策举行家长代表听证会,即时征询家长的建议和意见;学校工作定期向家长进行书面汇报;召开个性化家长会,分层探讨教育孩子的方法,分享教育智慧;开设家长论坛,让优秀家长开办家庭教育讲座;办《家长导航》报,开展家长培训等,让家长在亲身参与中了解、认同、感悟学校文化,用学校文化影响家庭教育,同时,也使家长的成功教育走进学校,实现了教师、家长的互动交流和同频共振,形成教育合力。学校文化因此在融合中不断得到丰富和升华。

五、引智凝聚文化

学校文化不应是封闭的自恋式存在,它要面对社区生活环境,接受社区环境的影响,实现自身的变革;同时又以各种方式向社区传播、渗透自身的理念、内涵,积极融入主流文化体系。出于这样的认识,我们积极探索开放办学机制,从社区各业界选聘明智人士,建立了社会参与学校管理与监督的学校民主监理委员会,审议学校办学章程、发展规划、校务公开、学校建设、行风评议、教学评价等,学校也定期向社区各类机构发布学校的动态信息,这个过程,其实也就是我们主动向社区辐射学校文化的过程;同时,学校民主监理委员会成员因为来自不同的行业,他们能从不同的立场和视角,发挥自身优势,对学校发展与改革提出建议,给予智力、舆论、政策、资源等方面的支持,促成了多元参与的民主决策、民主管理、民主监督合作机制和联动机制,使我们从更宽的视野来检视自身的文化建设,集聚社会力量、提升自身品质进而推进社区文化,形成了学校、社区共建共享的文化。■

让“共振”效应激活语文课堂篇2

第一，学会换位思考。教学双方由于生活阅历、思想认识、文化水平及角色的不同，对教学内容的理解会有较大的悬殊。这就造成了教学过程中师生交流的障碍，影响教师的“有的放矢”。语文教学欲和谐“共振”，消解交流障碍，师生都应学会换位思考。

教师在分析教材、设计教法和实施教学时要试着把自己置身于学生的位置，感受学生的学习状态，体会学生的情绪，揣摩学生的心理，估测学生的学习能力。每教一课，教师都应设身处地思考：如果我是学生，我会遇到什么学习困难，我最希望老师点拨什么、学得累不累等。在明了学情的基础上，教师再根据教学目的选择符合实际的教学内容，设计最易使师生共鸣的教学方法。同时也可以让学生换位思考，比如让大家说说如果自己是教师，会怎样调节学生的学习状态、激发学生的学习兴趣，怎样设计教学过程、检验教学效果等。这样互相交流和体会，对于教学过程的优化是很有好处的。

需要指出的是，换位思考应该伴随教学的推进不断进行。因为学习情境会不断改变，学生的学习心理也会随之变化。只有及时把握学生的思维“脉搏”与学习“频率”，教师才能实施更合理的教学活动。

第二，巧用学生的“思维暴露”。了解学情应该深入而全面。要做到这一点，教师需要采用适当的方式有意地诱导学生亮出真实的自我。同时，教师自身在教学中也应该有意地进行“思维暴露”，使学生了解教师的教学重点，清晰地把握教学的思维轨迹，学习教师的思维方法。这样有助于教学双方的相互了解和默契配合，有利于学生语文能力的培养和提高。

教师在讲授课文时，可以向学生讲述作者的创作过程及其对生活素材提炼概括的过程，让学生认真地体会作者合理取材、命题炼意、定体剪裁及修辞成文的创作过程。这种教授方法对培养学生的观察能力、发现能力、想象能力和概括表达能力均有十分重要的意义，能为持续提升学生的学习能力打好基础。教师还要让学生了解自己钻研教材、分析疑难、解决问题的思维过程，缩减学生对教学内容的距离感，增强学生学习的信心和能力。同时，教师可以运用启发、诱导的方式，探明学生的思考动态，寻找学生学习中的难点和亮点，及时进行教学调整。

第三，师生形成合力。成功的语文教学活动应使师生的教与学尽量保持一致性，达到最大的学习合力。

语文教师要做好以下几点。首先，不断提高语文教学目标的效度和期望值。教师要不断发掘并向学生展示语文学科特有的魅力，对学生进行语文学习态度和价值的教育，使学生充分认识到语文能力是一个人整体素质的集中表现，它和个人发展有密切的关系，借此使学生自觉地将教学目标内化为学习目标。其次，增强自身魅力。教师应以高尚的思想品格、渊博的文化知识、独到的教学方法和先进的教学思想吸引学生。为此，教师应通过不间断的学习努力提高自己的业务素质。唯有如此，才能受到学生的敬佩，赢得学生信赖，使学生自觉地配合自己，形成教学合力。再次，注意师生间的沟通、反馈和协调。教师要会调动一切积极因素服务于教学，及时消除教学隔阂，化解教学矛盾，使消极因素转化为积极因素。最后，创设和谐民主、积极向上的教学氛围。在适合教学开展的环境中，师生、生生之间最易形成教学合力，相互激发，相互补充，达到教学相长的境界。

语文教学的和谐“共振”，实际上是教师思路、教材思路和学生思路的同步行进，彼此相辅相成。教师如果能把握得当，可以使自己的教学更轻松，也可以使学生学得更有效。

直立式防波板间的共振效应篇3

关键词：防波板,共振,波浪力

直立式防波板结构简单, 施工方便, 广泛用于船坞、修船码头等防波工程中, 在大型油轮中的油仓的减震以增加船舶在航行中的稳定性中也有应用。在防波堤应用方面, 由于其对环境影响较小, 且简单易行, 使其成为防波结构的主要形式之一。板的受力形式的也再次成为研究热点, 在其共振时受波浪力的影响现在分析较少, 但在港湾共振方面研究较早, 20世纪80年代赵宗浩[1]即对长方形港湾共振周期进行研究;顾家龙[2]对两种不同的港湾水域系统提出两种长周期波引起的港湾共振数学模型, 并与实测资料比较一致;马晨明[3]讨论了三波在圆柱容器内的共振现象, 并得到相应解析解;何广华[4]等用比例边界有限元法讨论了带狭缝的三箱的波浪力及反、透射情况, 并进一步分析了箱体吃水深度、狭缝宽度和箱体宽度对共振的影响。前人较少对双垂直板结构共振进行具体值大小的分析, 没提出该结构的共振时与波要素间的数学关系。

1 波浪力数学求解方法

根据文献[5]可知, 在考虑均匀水深d中, 波浪对固定在水面处两平行垂直薄板的作用问题, 两薄板的吃水均为T, 间距2B。满足流场中拉普拉斯方程, 线性自由表面条件, 海底及无穷远处散射条件的速度势可表示成:

Φ (x, z, t) =Re $[- \frac{i g Η}{2 ω c o s h k d} φ (x, z) e^{- i ω t}]$ (1)

将速度势分解为对称势ϕs和反对称势ϕa两部分, 这样该问题可以仅在x>0 (或x<0) 的半个区域上求解。本文在x<0部分求解速度势, 然后利用对称关系求解x>0部分的速度势。同区域的对称势与放对称势叠加即为该区域的速度势。

1.1 对称势的求解

把x<0区域分为Ω1:x<-B和Ω2:-B<x<0两个区域分开求解。在Ω1区域:

$\begin{array}{l} ϕ_{1}^{s} (x, z) = \frac{1}{2} [\cos (μ_{0} z) e^{- μ_{0} (x + B)} + A_{10}^{s} \cos (μ_{0} z) e^{μ_{0} (x + B)}] + \\ \sum_{m = 1}^{\infty} A_{1 m}^{s} \cos (μ_{m} z) e^{μ_{m} (x + B)}, (x < - B) ‚ \end{array}$

式中μ0=-ik;在Ω2区域: $ϕ_{2}^{s} (x, z) = \sum_{m = 0}^{\infty} A_{2 m}^{s} \cos (μ_{m} z) \frac{\cosh μ_{m} x}{\sinh μ_{m} B}, (- B < x < 0)$ 。显然ϕs2 (x, z) 已满足 $\frac{\partial φ_{2}^{s} (x, z)}{\partial x} |_{x = 0} = 0$ 。

根据x=-B处, 水平速度相等, 即

$\frac{\partial ϕ_{1}^{s} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B} = \frac{\partial ϕ_{2}^{s} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B}$ , 得:A $_{10}^{s}$ =1-2A $_{20}^{s}$ , A $_{1 m}^{s}$ =-A $_{2 m}^{s}$ (m≥1) 。因此, 其速度势又可写成:

$\begin{array}{l} ϕ_{1}^{s} (x, z) = \frac{1}{2} [\cos (μ_{0} z) e^{- μ_{0} (x + B)} + (1 - 2 A_{20}^{s}) \cos (μ_{0} z) e^{μ_{0} (x + B)}] - \sum_{m = 1}^{\infty} A_{2 m}^{s} \cos (μ_{m} z) e^{μ_{m} (x + B)}, (x < - B) ； ϕ_{2}^{s} (x, z) = \sum_{m = 0}^{\infty} A_{2 m}^{s} \cos (μ_{m} z) \frac{\cosh μ_{m} x}{\sinh μ_{m} B}, \\ (- B < x < 0) 。 \end{array}$

在薄板下满足速度势连续条件:ϕ $_{1}^{s}$ (x=-B, z) =ϕ $_{2}^{s}$ (x=-B, z) , (0≤z≤s) 。方程两边同乘cosμnz并积分, 即:

$\begin{array}{l} \int_{0}^{s} ϕ_{1}^{s} (x = - B, z) \cos (μ_{n} z) d z = \int_{0}^{s} ϕ_{2}^{s} (x = \\ - B, z) \cos (μ_{n} z) d z ‚ 得 ∶ \end{array}$

$\sum_{m = 0}^{\infty} A_{2 m}^{s} [1 + \coth (μ_{m} B)] f_{m n} (0, s) = f_{0 n} (0, s) (2)$

式 (2) 中: $f_{m n} (0, s) = \int_{0}^{s} \cos (μ_{m} z) \cos (μ_{n} z) d z$ 。

由物面条件 $\frac{\partial ϕ_{2}^{s} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B} = 0, (s \leq z \leq d)$ 得:

$\sum_{m = 0}^{\infty} μ_{m} A_{2 m}^{s} f_{m n} (s, d) = 0$ (3)

式 (3) 中: $f_{m n} (s, d) = \int_{s}^{d} \cos (μ_{m} z) \cos (μ_{n} z) d z$ 。

式 (2) , 式 (3) 可写成:C $_{n m}^{s}$ A $_{2 m}^{s}$ =b $_{n}^{s}$ (4)

式 (4) 中:

1.2 反对称势的求解

同上面对称势的求解, 分别在Ω1和Ω2两个区域进行求解。在Ω1区域:

在Ω2区域: $ϕ_{2}^{a} (x, z) = \sum_{m = 0}^{\infty} A_{2 m}^{a} \cos (μ_{m} z) \frac{\sinh μ_{m} x}{c o s h μ_{m} B}, (- B < x < 0)$ , 显然ϕ $_{2}^{a}$ (x, z) 也已满足ϕ $_{2}^{a}$ (x=0, z) =0的条件。

根据x=-B处, 水平速度相等,

即 $\frac{\partial ϕ_{1}^{a} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B} = \frac{\partial ϕ_{2}^{a} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B}$ , 得:A $_{10}^{a}$ =1+2A $_{20}^{a}$ , A $_{1 m}^{a}$ =A $_{2 m}^{a}$ , (m>1) 。因此, 其速度势又可写成:

在薄板下满足速度势连续条件:ϕ $_{1}^{a}$ (x=-B, z) =ϕ $_{2}^{a}$ (x=-B, z) , (0≤z≤s) , 方程两边同乘cosμnz并积分, 即:

$\int_{0}^{s} φ_{1}^{a} (x = - B, z) \cos (μ_{n} z) d z = \int_{0}^{s} φ_{2}^{a} (x = - B, z)$

cos (μnz) dz, 得:

$\sum_{m = 0}^{\infty} A_{2 m}^{a} [1 + \tanh (μ_{m} B)] f_{m n} (0, s) = - f_{0 n} (0, s)$ (5)

由物面条件 $\frac{\partial ϕ_{2}^{a} (x, z)}{\partial x} |_{x = - B} = 0 ‚ (s \leq z \leq d)$ , 得:

$\sum_{m = 0}^{\infty} μ_{m} A_{2 m}^{a} f_{m n} (s, d) = 0$ (6)

式 (5) , 式 (6) 可写成:C $_{n m}^{a}$ A $_{2 m}^{a}$ =b $_{n}^{a}$ (7)

式 (7) 中:C $_{n m}^{a}$ =[1+tanh (μmB) ]f $_{m n}^{}$ (0, s) +μmf $_{m n}^{}$ (s, d) , b $_{n}^{a}$ =-f0n (0, s) , (其中f $_{m n}^{}$ 的表达式同上) 。

1.3 波浪力的求解

由伯努利方程可知, 流场中压强: $p = - ρ \frac{\partial Φ}{\partial t} = ρ i ω Φ$ , 求解式 (4) 、式 (7) 得ϕ, 再代入式 (1) 中得Φ。根据流场中压强公式, 则作用在左边板上的单宽水平波浪力:

$f_{1} = \int_{S}^{d} [(p_{11} (x = - B, z) - p_{12} (x = - B, z)] d z$ ;

作用在右侧薄板上的单宽水平波浪力:

$f_{2} = \int_{S}^{d} [(p_{22} (x = - B, z) - p_{21} (x = - B, z)] d z$ 。

2 双板模式下的共振预报公式推导

根据港湾共振解析原理, 可类似解释两竖直板间的共振。波浪透过第一块板后, 与第二块板的反射波形成叠加, 假设叠加后的总波面为[6]:

水平速度为: $u = \frac{Η c}{h} \sin (k x) \sin (ω t)$ 。

在两端边界, 水平速度必须为零, 因此波腹点必定在边界x=0, 2B上。根据速度公式, x=0, 2B处sin (kx) =0, 则k×2B=nπ, 又k=2π/L, 所以,

B=nL/4 (8)

在式中, n=1, 2, 3…。假设n=1, 则B=L/4时产生驻波振动。

3 计算结果及讨论

通过编程计算, 左边面板受的波浪力f1和右边面板的波浪力f2的变化情况如下:图3～图7为半板宽B=0.5、0.6、0.7、0.8、1 m时两板单宽波浪力f1、f2～ω的变化图。图8～图10为d=1 m, s=0.5 m, ω=2、3、4、5 rad/s时两板单宽波浪力f1、f2～B的变化图。

据图可知:

(1) 从每个f～ω图看, 波浪力的共振产生的峰值最高可相当稳定值的10倍。在实际中, 防波板所受力的变化时巨大的, 若设计中忽略共振影响, 将很可能造成防波板的破坏。

(2) B从0.5变化到0.7, 最大单宽波浪力f值差不多正好经历了一个周期, 其中最小值是在B=0.8 m时, f1=2 911 N/m, 最大值是在B=0.6 m时, f2=15 920 N/m。可知f2≈5.5 f1, 所以共振现象不可忽视。

(3) 以图3为例, 通过公式 (1) 计算得共振时波长L=1 m或L=2 m, 根据色散关系可得对应的圆频率ω≈5.541 rad/s和ω≈7.851 rad/s, 与图中的两个共振点正好相同。同样其他图也能很好地符合式 (8) , 验证了式 (8) 的正确性。

(4) 从图8～图10, 随圆频率ω的增大, 单宽波浪力f的共振区域越来越集中, 但最大值有所增大, 和图1～图5所反映的情况一致。

4 讨论

(1) 通过计算, 式 (8) 可准确对该种板结构进行共振预报;文中波浪力求解公式基本符合实际情况, 可用来求解板受波浪力。

(2) 在此类结构的设计时, 要注意把海域波浪要素与防波板结构结合来考虑, 特别避免出现B和ω的组合, 使波浪力出现所有共振点中的较大值, 以致损坏结构物。

(3) 通过计算发现, 不同共振点受最大波浪力不同, 在所有共振点上的波浪力的最大值可达最小值的5.5倍。

参考文献

[1]赵宗浩长方形港湾振动周期的探讨.海洋通报, 1983;2 (5) :71—77

[2]顾家龙.长周期波作用下的港湾共振.华东水利学院学报, 1984;3:25—33

[3]马晨明.圆柱形容器中自由表面波的三波内共振相互作用.应用数学和力学, 2004;24 (12) :1249—1257

[4]何广华.应用比例边界有限元法研究波浪与带狭缝三箱作用的共振现象.水动力学研究与进展, 2006;A21 (3) :418—424

[5]李玉成, 滕斌.近海结构水动力学.广州:华南理工大学出版社, 1999

共振效应篇4

当物质中的电子被入射光激发, 激发线的频率处于电子吸收谱带以内时, 由于电子跃迁和分子振动的耦合, 使某些拉曼谱线的强度陡然增加, 该效应被称为共振拉曼散射 (RRS) 。共振拉曼效应可提供分子振动信息 (电子态) 以及电子振动态之间的耦合信息。而当一些分子被吸附到某些粗糙的金属 (如Au、Ag或Cu) 的表面时, 它们的拉曼谱线强度会极大地增强, 这种不寻常的拉曼散射增强现象被称为表面增强拉曼散射 (SERS) 效应。近年来, 该技术已成功应用于表面增强拉曼光谱和表面等离子体共振 (SPR) 效应传感器等研究领域[1,2,3,4,5,6]。表面等离子体传感器则是利用表面吸附分子对等离子体共振吸收峰位置或者频率的影响对目标分子进行定量或者定性检测。

最近, 基于贵金属的局域表面等离子体共振效应 (LSPR) 以其独特的优势在传感领域占有重要的地位。SPR效应产生于金属的表面或周围, 能使纳米结构的金属中的电磁场高度局域化, 表现出局域表面等离子体共振现象。与传统的SPR效应传感器相比, LSPR效应传感器不需要复杂的光学装置, 降低了成本。同时, 当材料结构参数相同的两种装置处在相同的介电环境时, LSPR效应传感器具有比较灵敏的折射率, 对周围环境有着较高的灵敏度, 可提高分子的检测极限, 这对拓展局域表面等离子体共振效应传感器的应用范围具有十分重要的意义。

本文主要介绍了LSPR效应以及用于气体检测的原理, 总结了用于气体分子检测局域表面等离子体共振效应各种基底的制备及其性能。

1 局域表面等离子体共振

1.1 局域表面等离子体共振原理

金属中自由电子按其固有频率沿金属表面作协同振荡, 当与一定波长的电磁波作用时, 自由电子集体激发, 金属周围的局域电磁场加强。同时, 金属表面自由电子集体振荡而离开原子核, 产生LSPR现象, 耦合产生的电磁场强度在垂直金属表面呈指数衰减, 穿透深度比电磁波波长小。表面等离子体的这种特性使得亚波长金属结构中的光场高度局域化, 表现出特殊的光、电性质。如果金属粒子的形貌为尖的棱或角, 电磁场强度将得到增强 (如图1所示[7]) , 产生与块体材料不同的光学与电学性质, 例如使拉曼散射强度增强1×1014倍以上, 从而可以探测单个分子的拉曼散射信号[8]。贵金属纳米粒子对光的吸收其实就是价电子与电磁波相互耦合的结果, 电磁波的能量传输给金属中等离子体作为动能, 等离子体以光的形式辐射能量。利用表面等离子体光子学可以将光学控制的维度从三维降为二维, 实现纳米尺度超衍射极限光传输的有效调控, 同时可在纳米尺度上实现电磁能量的局域汇聚放大。金属纳米颗粒独特的LSPR性质实现了在紫外至近红外的吸收。通过材料的结构参数可实现在不同波段的等离子体共振吸收。

1.2 局域表面等离子体共振性质

LSPR效应主要受金属材料的形貌、尺寸以及组成和周围介电质的影响[9,10,11,12]。因此, 调整材料的结构参数可获得不同效应的LSPR基底。

对于形状和材料确定的金属纳米粒子, LSPR效应主要受粒子尺寸的影响。由米氏理论可知, 当半径为R的球形粒子的尺寸远小于光波波长时, 散射截面与R6成正比, 同时消光系数与R3成正比[13]。LSPR消光光谱主要由吸收光谱和散射光谱组成, 折射率反映金属对光的散射吸收, 因而会对金属颗粒的消光光谱产生影响[14]。对于粒径很小的粒子, 吸收强度大于散射强度, 随着纳米颗粒粒径的增大, 散射强度逐渐增强。当粒子的尺寸较小 (<10nm) 时, LSPR的主要形式为金属对电磁波的吸收, Sherry等[15]研究发现银纳米管的等离子共振峰随着纳米粒子的尺寸增大而增强, 等离子体共振吸收峰红移。对于非球形纳米粒子, 由于其几何各向异性, 不同维度上等离子体共振吸收光谱不同, 吸收光谱上出现多个吸收峰。例如金纳米球的单个等离子吸收带 (约520nm) , 一维金纳米棒有2个等离子吸收带, 分别为横向吸收带和径向吸收带, 研究表明金纳米棒的径向吸收带会随着长径比增大而发生红移和宽化[16]。具备双轴对称性的椭球状或棒状粒子均具有2个表面等离子体共振峰。另外, 无论是椭球状粒子还是棒状粒子, 其纵向等离子体共振峰强度都大于横向等离子体共振峰强度。

Au、Ag、Cu能在常见的激发光下产生明显的LSPR效应, 其中Ag的增强效应最为显著。Au和Ag在紫外至近红外波段具有特殊的光学性质, 是常用的LSPR基底。Au具有很好的化学稳定性和生物相容性, Ag具有显著的LSPR效应。形状和尺寸相似的Au和Ag, 其LSPR效应是不同的。尺寸为60nm的球形Au颗粒, 等离子体共振吸收峰位在约530nm处[17], 同样尺寸的金属Ag颗粒等离子共振吸收峰位在约435nm处[18]。相比于材料的尺寸和形状, 材料的组成对等离子共振效应的影响更为显著。

除此之外, LSPR效应还受周围介电环境的影响。Sherry等[19]研究表明, 随着介质环境折射率的增大, Ag纳米管的等离子共振吸收峰逐渐红移。周伟等[20]研究表明, 纳米颗粒的等离子体共振吸收峰波长都与环境介质的折射率呈线性关系。在同等大小的情况下, Au@Ag核-壳结构的折射率灵敏度大于Ag的灵敏度, 而Ag纳米颗粒的灵敏度大于Au纳米颗粒的灵敏度[13]。

2 LSPR效应用于气体检测原理

LSPR效应气敏检测是在局域表面等离子体共振吸收基础上于气敏膜与气体分子所构成的界面上探测吸附分子对等离子体共振效应的影响, 对气体进行定量分析或定性分析的一种方法, 能将可测量的光信号转变为电信号后输出。气体的流量传输通过质量流量控制器来实现不同浓度气体的变化, 当改变两种气体的体积比或者质量比时, 通过分析散射光谱在气体环境下位移的变化来对气体进行定量分析, 或者通过分析金属离子在周围环境的折射率随气体浓度的变化测量装置的折射率灵敏度。简而言之, 就是通过分析等离子体共振效应的相关光学信号 (折射率、共振波长或者共振频率) 的变化, 并将其转变为电信号对吸附的气体分子进行定量分析。

LSPR气体检测实验装置由蒸汽流通和光谱测试两部分组成, 如图2所示[21]。蒸汽流通包括蒸汽发生装置、蒸汽传输装置以及回收装置等;光谱测试由光源 (通常是卤钨灯) 和光谱测试仪组成。在整个实验装置中, 气敏膜是关键元件, 其通过与吸附气体分子发生化学反应, 从而产生光学信号变化来探测气体。与其他类型的气敏元件相比, LSPR传感器具有以下优点: (1) LSPR传感器是用光信号进行检测, 不需要加热, 因此避免易燃易爆气体爆炸的可能性, 更安全; (2) LSPR传感器在常温下就可以使用, 而其他传感器常需在几百摄氏度的高温下才能正常运行。LSPR气敏检测装置较传统的表面等离子体共振气敏检测装置简单, 不需要复杂的光学耦合原件, 此外, 温度对局域表面等离子体共振气敏检测干扰较小, 它的电磁场衰减长度较表面等离子共振小, 传统的表面等离子体共振消光光谱长度大约是200nm, 而LSPR的是6nm[22], 其传感体积也很小, 在微小的体积上就能对气体产生灵敏的响应。LSPR效应的这种特殊优势将会在传感领域发挥更大的作用。

目前, 基于LSPR效应的技术已应用到各种气体的检测中[23,24]。Bingham J M[25]使用HR-LSPR (高分辨率局域表面等离子体) 技术来检测暴露在外的Ar或者He和N2, 当折射率较大时共振峰位移发生微小的变化 (<3×10-4nm) 。LSPR气体传感器的响应 (Δλmax) 计算式为:

式中:m是折射率敏感度, 即单位折射率 (nm/RI) , n2是吸附气体分子的折射率, n1是周围介质折射率, d是吸附层的有效厚度, ld是与电磁场相关的衰减长度。

3 新型的LSPR敏感基底

考虑到材料的LSPR增强效果与材料的形状有很大关系, 学者陆续合成了各种形状的纳米粒子, 并研究了增强效应与形状的关系, 其中包括不同尺寸的纳米颗粒、纳米棒、纳米立方体、三角板、六面体、核壳结构以及有序阵列等。

3.1 有序金属纳米结构阵列

有序金属纳米结构阵列主要是通过模板法和纳米球刻印技术来制备, 早在2005年Van Duyne[26]小组就采用这一技术制备出基于LSPR可调的表面增强拉曼基底。采用单分散、粒径均一的聚苯乙烯小球作为模板, 在纳米球间隙之间填充金属, 随后将聚合物球融掉, 在基片上获得纳米金属微结构阵列。金属内部颗粒之间的距离、金属球的尺寸及形状都可以通过改变聚苯乙烯小球的尺寸来实现。

Erin M等[27]利用电子束沉积技术在六角密排单层阵列聚苯乙烯纳米球模板上沉积金属薄膜 (Au、Ag、Cu和Al等) , 去除模板获得三角形金属纳米粒子。这种方法制得的纳米金属结构形状可控, 大小、形貌均一。他们使用这种技术制备了三角形银纳米粒子, 结果表明这种结构的表面等离子共振吸收峰对周围环境非常敏感。

Wakana Kubo[28]采用离子束刻蚀方法在纳米硅胶片上制作环状的双纳米柱, 如图3所示。这种方法获得的纳米结构阵列具有异常独特的光学性质, 等离子共振峰位置由紫外区扩展到近红外区, 这对拓宽金属纳米颗粒光谱的应用范围具有非常重要的意义。

George等[29]利用纳米球刻印方法制备了大小、形状、粒子间隔可控以及周期性排列的Cu结构阵列。结果表明, 与形状相似的Au、Ag相比, Cu的LSPR效应共振峰强度大、窄吸收, 随着沉积层厚度的增加, 激发波长红移, 等离子共振峰则表现出蓝移, 与理论结果相符合, 当镀层厚度较薄时, 这种结构的LSPR效应的共振峰位移变化更明显。这种技术不仅拓宽了LSPR基底的应用范围, 而且为探索灵敏性较高的表面增强拉曼基底提供了方向。

Kreno[30]研究小组采用纳米晶体平板印刷技术制备了高度有序、规整的Ag三角形纳米颗粒, 通过调整小球的直径得到不同尺寸的三维结构阵列。同时, 在纳米阵列的表面生长金属有机化合物均苯三甲酸铜, 研究了LSPR基底暴露在CO2下的气敏性能。结果表明, 相比于三角形纳米颗粒, 经过有机化合物修饰的LSPR效应基底敏感性明显提高很多, 如图4所示。因此, 在选择性方面, 想要提高基底的选择性, 找到可以有效识别的目标分子是关键。

3.2 核壳复合结构

核壳复合结构是由1个电介质核和包覆在核上的壳所构成的特殊结构, 这种结构具有特殊的光电性质, 它的光学性质主要是通过调整粒子的尺寸和壳层厚度来实现。调节结构参数可实现LSPR波长在可见光到近红外区数百纳米范围内变化, 这种结构在传感器、医药领域有着广阔的应用前景[31,32]。

李莉[33]采用振荡法和种子生长法制备出核壳结构的Au@SiO2纳米颗粒及夹层结构的Au@SiO2@Ag纳米颗粒, 用HF将SiO2溶解, 得到内部可移动Au核的中空Ag纳米颗粒。采用罗丹明作为探针分子研究对象, 分析结果表明这种材料是理想的SERS基底。

Yang等[34]采用纳米平板印刷术大面积合成排列规整的金属-介电质核壳结构, 如图5所示, 通过控制结构参数, 实现光子带隙可调的核壳阵列, 研究表明把这种结构应用于表面增强拉曼基底, 获得了很好的拉曼信号。这为金属纳米结构阵列在光谱传感器、锂离子电池、太阳能电池、光学器件等诸多领域的应用提供了可能。

Ghodselahi等[21]采用离子束溅射沉积法结合化学气相沉积法制备了Cu@CuO六角形排列的纳米核壳结构阵列, 将这种结构应用于CO分子的检测, 结果表明CO分子吸附 (物理吸附) 在LSPR基底上, 可通过控制CO分子的流速, 探测其对等离子体共振峰位置的影响来实现对CO分子的检测。此外, 这种结构的敏感基底还可应用于其他单分子的检测, 最重要的是在基底上不需要修饰信号分子就能达到很高的选择性。

Ma等[35]采用双表面活性剂十六烷基三甲基溴化铵和十六烷基三甲基氯化铵, 在液相中利用氧化还原的方法还原金属Au前驱物, 获得纳米Au种, 然后加入到含有Ag盐、还原剂抗坏血酸与十六烷基三甲基氯化铵的混合液中, 于60℃加热, 通过控制Ag盐的体积, 得到壳层厚度不同的Au@Ag纳米管。研究发现, 随着壳层厚度的增加, 等离子共振峰位置红移。

3.3 金属复合体系

纳米尺寸的贵金属, 特别是Au、Ag是常用的LSPR效应基底, 它们在不同的环境中表现出较高的灵敏性。为了获得理想的LSPR基底, 目前研究者们的工作已从单一金属向复合金属方向发展, 以求得到不同于单一金属颗粒性质的基底。

Liu[36]采用纳米探针作为敏感膜对不同浓度的氢气进行检测, 通过控制Au探针与Pd纳米粒子之间的距离, 在氢气存在的情况下检测等离子共振峰位置的变化。随着氢气浓度的增大, 等离子体共振峰位置红移;但是当氢气浓度恢复为初始值时, 等离子共振峰却没有回复到原来的位置。他们解释这有可能是因为金属Pd与H2形成少量Pd的氢化物所致, 与氢结合前Pd以α相存在, 与氢结合后, Pd由α相经过一个α、β相共存的过渡相后转变为β相。这种方法合成的纳米天线LSPR效应传感器对于氢气的检测避免了其他方法产生不均一相的问题, 同时实现了单分子在纳米尺度范围的检测, 在此基础上有望成为探测催化反应机理的最佳工具, 其制备方法如图6所示。

Andreas等[37]制备了基于金属Pd的多层纳米线, 在SiO2基底上, 钯膜与金膜之间设计介电材料MgF2层, 调整结构参数形成不同膜厚的LSPR基底, 结果表明在可见光波段其具有特殊的光学吸收。他们还利用这个性质来设计氢气的LSPR效应传感器, 通过改变材料的光学参数, 在氢气存在条件下, 传感器在操作波长范围内对光的吸收作出迅速的变化。这种结构显示出较高的氢敏光学信号特征, 实现了单分子氢气的检测。

Yin等[38]采用液相还原的方法制备了球形纳米Ag颗粒, 在油酸胺表面活性剂的保护下, 采用多元醇还原Ag的前驱物, 并以Ag纳米颗粒作为晶核, 在纳米Ag胶体中沉积Au前驱物, 由于在表面活性剂的作用下, 金属纳米晶体各个晶面的生长速率不同, 进而得到立方体的中空纳米Au颗粒。中空结构的金属颗粒的等离子共振峰位置明显红移, 主要是由于这种结构的局域电磁场显著增强, 这对拓宽金属的LSPR效应引起的光学吸收有着非常重要的意义。

3.4 金属/碳材料复合结构

随着碳材料越来越受到人们的关注, 有关碳材料与其他纳米材料的复合结构的制备与性质的研究也逐渐成为了热点, 特别是金属与石墨烯或者氧化石墨烯的复合材料在各个领域已经取得了很好的研究成果[39,40,41]。

Ding等[42]使用Au纳米粒子作为晶种, 在溶液中采用经过化学修饰的单壁纳米碳管作为模板, 将Au纳米粒子自组装到纳米碳管上, 最后形成Au纳米线, 并研究了使用不同石墨烯作模板形成有序纳米线过程的机制;此外, 还采用密度泛函理论 (DFT) 计算, 以了解整个自组装和纳米粒子链接过程的机制。本研究小组进一步利用这种材料作为气敏检测装置, 以H2S作为探测分子, 其检测极限达10-9量级, 这种材料有望在工业领域得到重要应用。与石墨烯形成复合材料的金属很多, 如在石墨烯上负载Pd、Pt、Au[39], 这些复合物具有很好的光学性能, 可以增强石墨烯的拉曼信号。由于石墨烯在水相中较难分散, 所以, 很多人将氧化石墨烯表面接上亲水性的官能团, 在水相中采用液相还原的方法制备贵金属负载型碳材料。Liu等[43]采用量子点、石墨烯与金属纳米结构等离子体相结合, 使光电探测效率显著增强, 光电流明显增加。石墨烯利用了纳米结构等离子共振效应, 扩大了光谱响应范围, 这是传统的半导体材料所不能实现的, 如图7所示。

Yinghui Sun等[44]采用交叉叠加的纳米碳管作基底, 应用电子束沉积的方法在基底上形成一层纳米Ag膜, 这种零维的金属材料与一维的碳材料被证实具有较大的比表面积, 可以吸附目标分子, 由于金属纳米粒子拥有大量的表面增强拉曼活性位点, 这种结构可以应用于基于LSPR效应的表面增强拉曼的基底。此外, 他们为了在纳米碳管上合成高密度沉积的Ag颗粒, 在复合结构之间插入一层多孔硅薄膜, 由于这种多孔材料也具有较大的比表面积, 可以阻止纳米颗粒的团聚, 增强拉曼信号, 同时利用TNT、R6G等分子作为探针分子, 验证了这种结构具有超强的拉曼信号, 并有助于更好地了解表面增强拉曼光谱的增强机理。

4 展望

纳米贵金属由于LSPR效应, 在很多领域都受到广泛的关注, 尤其是在光学传感器的应用引起了人们极大的兴趣。纳米传感器性能的发挥主要依赖于敏感材料的接触反应, 因此, 具有大的比表面积、高的表面活性以及特异性的分子识别能力是未来纳米敏感材料设计的宗旨。多孔结构、微纳分级结构、阵列结构等均是沿此思路开发纳米敏感材料的重要方向。在敏感机理方面, 纳米材料新的敏感效应是发展新型高效多功能材料传感器的理论基础。随着科学技术的发展, 工业生产规模逐渐扩大, 产品的种类不断增多, 在生产中使用的气体原料、生产过程中的气体种类和数量也不断增加, 这些气体中有些是易燃易爆的气体, 有些是有毒气体, 气体的泄漏不仅污染环境, 而且给人们的生活带来不便, 因此传感器在环境监测的作用越来越重要。

LSPR技术对这些气体的快速准确检测和监控发挥了重要作用。但是, 提高检测灵敏度以及传感器的微型化和集成化仍是发展局域表面等离子体共振效应传感器的重要内容, 以适应新形势下的高标准要求。以纳米材料与纳米技术的发展为契机, 发展国民经济和国家战略急需的高灵敏、高选择性、长期稳定的传感系统, 是纳米传感材料和传感技术发展的重要方向。

摘要：贵金属纳米结构的局域表面等离子体共振光学在光催化、光学传感器、表面增强光谱学、太阳能电池等领域具有广阔的应用前景。基于贵金属的局域表面等离子体共振效应传感器的性能主要依赖于贵金属的结构, 总结了纳米贵金属粒子性质以及各种结构的制备方法和应用, 并展望了未来表面等离子体共振效应传感器的发展趋势。

共振效应篇5

Guided-mode resonance filters(GMRFs)have recently attracted the attention of many research groups[1,2,3].A GMRF can exhibit guided-mode resonance(GMR)effects when the incident wave is phase-matched to a leaky mode of the waveguide grating.GMRFs that consists of only a few homogenous dielectric layers combined with a grating can exhibit an extremely narrow reflection spectral band that otherwise would require a large number of uniform layers[4,5].Therefore GMRFs are well suited for free-space filtering applications.

Although GMRFs have been extensively studied in past years by many research groups[6,7,8],less attention has been devoted to the issue of the electric field problems of a beam interacting with the filters under resonance conditions.Near-field distributions in subwavelength grating structures can help explain the corresponding physical mechanism and thus have important significance in the design and application of many photonics devices,and better understanding of the electric enhancement effect will directly benefit many practical applications such as high damage threshold gratings[9],pulse compressors[10],spectral-band engineering of four-part period gratings[11],resonant wideband reflectors[12],and optical biosensors[13].In[14],the electric field enhancement effect in GMRFs is reported,and it is shown that the GMRF could exhibit strong electric field enhancement and a laterally standing-wave field under normal incidence.But the electric field enhancement of single layer multimode GMRFs and its corresponding physical basis is seldom studied.

In this paper,by using a single layer multimode GMRF,the electric field enhancement effect was demonstrated and the corresponding physical basis of single layer GMRFs was theoretically investigated and verified.It is shown that a single layer GMRF can be functioned simultaneously as the waveguide and as the phase matching element by studying its electric field distribution.Moreover,multimode resonance occurs as the grating thickness increases,resulting in electric field enhancement of high order leaky modes.The order of the electric field of maximum amplitude indicates the leakage level of the resonant optical filters.

1 Fundamental Principle of GMRFs

GMRFs are commonly composed of dielectric thin-film structures incorporating gratings with periodic modulation of refractive indexes to couple energy diffracted from an incident wave to a leaky mode of the waveguide layer.For a single layer GMRF,a guided wave can be excited if the effective refractive index of the grating layer is higher than that of the cover and the substrate[15].

Figure 1 is the schematic diagram of the resonance process of a single layer GMRF under normal incidence. The single layer GMRF is a subwavelength grating structure with rectangular refractive-index profil(eïa of high(n1H)aÈïand low(n1L)index with periodΛand thickness d,the grating filling factor is f.The refractive index of the cover and the substrate are nc and ns,respectively.When such a GMRF is illuminated by a normal-incident plane wave,part of the light is directly transmitted through the structure and part is diffracted by the grating and is trapped in the grating as long as the grating can function as a waveguide.Some of the trapped light is then rediffracted out so that it interferes constructively with the reflectance part of the light,and GMR occurs as the incident wave is phase matched to two identical,but counter-propagating leaky modes with effective propagation constantsβ.The phase-matching condition for the guided mode in the waveguide layer is

Where m is the diffraction order,θis the angle of the waveguide layer,k=2π/λ,λis the free-space wavelength,and neff is the effective refractive index,which can be expressed as

At resonance,namely,complete interference occurs and no light is transmitted,and a sharp reflection peak occurs in the diffraction efficiency spectra of GMRFs.From the view of geometrical optics,a single layer GMRF can be made to function simultaneously as both a waveguide and as a phase matching element in the resonance process[16,17].But this viewpoint is qualitative and is lack of rigorous physical interpretation,while the electric field distribution of GMRFs may provide a reliable proof for it.In this paper,theory and analysis of GMRFs are based on the rigorous coupled-wave analysis[18],we obtain the numerical results by programming it[19].

2 Theoretical Analysis

Figure 2 is the spectral response of a single layer GMRF for TE-polarized incident waves at normal incidence The parameters are nc=1.0,n1H=1.85,n1L=1.7,ns=1.52,f=0.5,d=0.169 3µm,andΛ=0.381 3µm.As can be seen in Fig.2,a resonance peak occurs at the wavelength of 0.60µm with high sideband levels.Although the grating thickness is half-wavelength for the resonance wavelengthλr=0.60µm,there remains a residual reflection in the sidebands.To improve the sideband suppression,the symmetrical structures with equal refractive index of the cover and the substrate(nc=ns)should be used so as to yield the antireflection condition[20].However,these general asymmetrical structures are sufficient to observe the enhancement effect of the electric field in a GMRF.

Figure 3 displays the electric field distribution pattern at the resonance wavelengthλr=0.60µm,and other parameters are the same as in Fig.2.As can be seen in Fig.3,localized enhancement effect of the electric field occurs with electric field of the maximum amplitude equal to 20.0.This is because the incident wave is phase matched to two identical,but counter-propagating,leaky waveguide modes.This single-layer grating can function simultaneously as both a waveguide and a phase matching element,and a reasonably clean TE0 leaky mode is generated by the first evanescent diffraction order.The mode shape of waveguide is almost not perturbed by the grating due to small modulation of refractive index.The counter-propagating leaky modes create a standing-wave field pattern in the direction of the grating vector(X axis direction).The enhancement of the electric field penetrates and radiates to the substrate because effect of mode confinement(refractive-index difference at boundaries)of the substrate is weaker comparing with that of the cover[15].The degree of mode confinement decreases as substrate refractive index increases,resulting in decrease of the filter linewidth[21].As the refractive index of substrate approaches the effective refractive index of the grating layer,other parameters remain,but the waveguide nearly vanishes and thus GMR will not occur;hence the enhancement effect of the electric field will not be observed in such cases.Note further that the enhancement area of the electric field of the n1H is smaller than that of the n1L due to its higher refractive index,and thus the leaky mode can be well confined comparing with that of the n1L.

Figure 4 is shows a d-λ2D map,where the zero-order reflection is plotted as a function of the grating thickness and wavelength.The three curves show high reflectivity,with their widths approximately corresponding to the filter linewidths.As can be seen in Fig.4,increasing layer thickness has the effect of admitting additional leaky modes,thus it exhibits unique signature of multimode resonance[6,7,22].These multimode resonance curves are labeled with the leaky modes excited in each case.The TE0 leaky mode is excited at the longest wavelength supported by the structure.The multimode GMRFs can support TE3 leaky mode as the grating thickness d>0.73µm,and one can obtain different linewidths at the same operating wavelength by selecting different grating thickness with other parameters maintained.

Figure 5 shows the spectral response as a function of the leaky modes,and other parameters are the same as in Fig.2.As can be seen in Fig.5,by selecting the grating thickness of 0.169 3µm,0.540 3µm,and 0.910 3µm the TE0,TE1,and TE2 leaky mode resonances can be obtained at the same resonance wavelength ofλr=0.60µm The TE0 leaky mode shows the biggest linewidth,and The TE1 leaky mode shows the smallest linewidth.The difference in linewidths may be due to the different coupling loss of the TE0,TE1,and TE2 leaky mode resonances[23].

Figure 6 displays the electric field distribution pattern at the resonance wavelengthλr=0.60µm.Other parameters are the same as in Fig.2 except that(a)d=0.540 3µm,and(b)d=0.910 3µm.As can be seen in Fig.6localized enhancement effect of the electric field occurs in the structures of the GMRFs.This single-layer grating can be made to function simultaneously as both a waveguide and as a phase matching element,and the reasonably clean TE1,and TE2 leaky mode resonances can be observed in Fig.6(a),and in Fig.6(b),respectively.The counter-propagating leaky modes create a standing-wave field pattern in the X axis direction.The enhancement of the electric field penetrates and radiates to the substrate due to the weaker mode confinement effect of the substrate.The electric field of the maximum amplitude of the TE1 leaky mode resonance is far higher than that of the TE2 leaky mode resonance.This is because the linewidth of the TE1 leaky mode resonance is far smaller than that of the TE2 leaky mode resonance.The order of the electric field of maximum amplitude indicates the leakage level of the resonant optical filters.Thus,generally speaking,the bigger maximum amplitude of the electric field will correspond to the smaller filter linewidth at the same resonance wavelength.Note although the full width half maximum(FWHM)of the TE2 leaky mode resonance is slightly smaller than that of the TE0 leaky mode resonance,the electric field of maximum amplitude of the TE2 leaky mode resonance is 13.7,which is still slightly smaller than that of the TE0 leaky mode resonance of 20.0.This is because the leakage level of the TE2 leaky mode resonance is slightly higher than that of the TE0 leaky mode resonance due to its higher background reflectance,and thus the electric field of maximum amplitude can be influenced by the background reflectance near resonance wavelength.

3 Conclusions

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