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- 棣霈雾 鲍
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1 非线性光学 (Nonlinear Optics) 非线性极化率张量 (Nonlinear Susceptibility Tensor) 非共振非线性 (Non-Resonant Nonlinearities) 共振非线性 (Resonant Nonlinearities) 二阶非线性 (Second-Order Nonlinearities) 1981: Nicolaas Bloembergen & Arthur L. Schawlow won the Nobel Prize for their contributions to laser spectroscopy and nonlinear optics. Robert W. Boyd Robert W. Boyd (Doctoral advisor: Charles H. Townes) is noted mainly for his work in nonlinear optics. He is currently Canada Excellence Research Chair in Quantum Nonlinear Optics at the University of Ottawa and on the Faculty at the University of Rochester.
2 Nonlinear Optical Phenomena Frequency conversion Multi-photon imaging Nonlinear optical imaging PRL 93, (2004) 线性光学假定折射率 吸收系数和反射率等光学特性不依赖于光功率 ; 当采用高功率激光时, 有可能进入一个不同的行为范畴, 即非线性光学 在非线性光学中, 材料的电极化率 (electric susceptibility) 以及相伴的所有其它特性随着光束的电场强度而变化
3 一 非线性极化率张量 The nonlinear susceptibility tensor 材料的光特性由其介电常数 (dielectric constant) 的实部和虚部所描述 而可以由介质的偏振所得到 : 在线性光学中, 假定与光波的电场强度具有线性关系 : 其中即为电极化率, 有 在非线性光学中, 和的关系更为复杂, 假定两者平行可以忽略矢量特性 此时可以将分为线性项和非线性项, 有 此时可以引入非线性极化率以及 n 阶非线性极化率, 如下所示
4 一 非线性极化率张量 The nonlinear susceptibility tensor 进一步得到和 介电常数 ( 折射率和吸收系数 ) 通过非线性极化率与电场强度结合在一起 不同级数的非线性极化率一起导致了所有的非线性效应, 其中最重要的是与 相关的二阶或三阶非线性效应 由于晶轴 ( 各项异性 ) 的存在, 介质的非线性响应依赖于所施加的电场方向 比如, 二阶非线性偏振可以表达为, 其中 为 二阶非线性张量 (27 个 ) 可理解为沿 y 和 z 方向施加的电场在 x 方向可产生非线性偏振? 可以类似写出三阶非线性偏振分量 (81 个 ) 为 :
5 一 非线性极化率张量 Problem: Solution: 激光沿 z 方向传播时, 其偏振方向沿 x 或 y, 此时有, 因此 当 i=x 或者 i=y 时, 上式右面所有项皆为 0, 从而得到, 因此非线性偏振为 z 方向
6 二 光学非线性的物理起源 将一个电子束缚到一个原子中的电场幅度在 V m -1 左右, 在光电场幅度与该数值接近时非线性效应开始凸显 由, 此时光强需要达到 W m -2, 可以由高功率激光来实现 实际上并不需要上述的高光强, 因为大量原子的微弱非线性效应可以叠加在一起产生可观的宏观非线性效应 需要相位同步即 phase matching 条件 非线性效应的微观起源依赖于光频是否与原子的自然跃迁频率相接近 : 共振非线性效应和非共振非线性效应 非共振非线性效应需要在经典振子模型中引入非简谐项 (anharmonic term) 得以解释 ; 共振非线性效应则需要借助于量子模型
7 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 介质与电磁波作用过程中, 其响应可假定来自于具有一系列特性共振频率的振子 在近红外 可见和紫外波段, 该响应可认为与电子有关 ; 这些电子通过简谐恢复力被原子束缚, 因此光波驱动场引起的位移通常可认为是线性的 该线性假设只适合于较小位移, 强激光作用下所产生的大位移与场强之间的线性关系不再成立 非共振非线性效应可以通过电子束缚在如下形式的非简谐势阱中来进行描述 : 其中 ω 0 为自然共振频率, 而 x=0 对应于电子的平衡位置 在移情况下为主导项 的情况下, 可以对上式进行级数展开, 而简谐项在小位
8 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 只考虑二阶效应, 即关注于式中的 x 3 成份, 此时偏离平衡位置的恢复力为 : 此时的恢复力强度依赖于位移的方向 : 电子在正位移时所承受的恢复力大 在光波的 AC 电场驱动下, 电子在正周期的位移要小于负周期的位移 由于介质在单位体积内的偶极矩为, 其偏振沿电场方向也具有非对称性 因此偏振和电场之间的关系不再是线性, 而是依赖于的高阶级数
9 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 非简谐介质对正弦驱动场的响应 其中虚线代表的是偏振和电场之间的线性关系, 而实线代表非线性关系 (a) 在小电场情况下, 偏振与电场的时间变化接近 (b) 电场强度加大后, 偏振响应产生了非对称性, 在负电场情况下具有较大的偏离 以上这种失真的输出在电路理论中可以解释为高阶简谐成份的出现
10 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 由, 令, 有 即在 不为零时, 频率为 ω 的入射光场在介质中产生了频率为 2ω 的出射光场 为了找出中 C 3 和的关系, 需要考虑在频率为 ω 的 AC 电场驱动下电子运动方程的近似解 acceleration damping restoring force 驱动电场 : 电子位移 : 尝试解 且满足 :
11 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 将代入到, 有 其中省略号包含高频 高阶交叉项 线性响应 的系数在方程两边相等, 从而得到 此时在频率 ω 处的偏振为 由上式和 X 1 与的表达式可以得到 非线性响应 的系数在方程两边相等, 从而得到
12 二 光学非线性的物理起源 Non-resonant nonlinearities 非共振非线性 进一步得到 此时在频率 2ω 处的偏振为 另外在频率 2ω 处的偏振由频率为 ω 的驱动电场转换而来, 可得到 由上面三式, 最终得到, 即二阶非线性极化率与运动方程中 的非简谐项 C 3 成正比 Miller s Rule 当 ω 趋近于 ω 0 时, 开始增长, 称为共振增强效应, 此时经典描述不再适用
13 二 光学非线性的物理起源 Resonant nonlinearities 共振非线性 上面讨论的非共振非线性对应着 虚拟 过程, 即光子能量不对应于原子的任何跃迁能级 在共振情况下, 光束在传播过程中原子吸收了光子进入到激发态 在光强极大时, 介质的吸收系数 ( 即介电系数 ) 发生变化 光学非线性 频率为 v 的高强度激光在吸收介质中传播 ;u ν 为光束的能量 ( 频率 体积 ) 密度 ; 介质仅具有 E 1 和 E 2 两个能级 ; 单位体积内有 N 1 (N 2 ) 个原子在 E 1 (E 2 ) 能级 在高光强度时,E 2 能级的原子数 N 2 不能被忽略, 因此会有受激发射光子加入到光束中, 从而有效地减小吸收系数 厚度为 dz 的光束单位时间内被介质吸收的光子数 : 注 :, 原子跃迁的光谱线型函数
14 二 光学非线性的物理起源 Resonant nonlinearities 共振非线性 同样可以得到介质的单位时间内添加到光束中的受激发射光子数目 : 此时单位时间内减少的光子数目为, 即净吸收速率 随着光束在介质中的传播, 其强度逐渐减小 : 定义 z 处的光强为 I(z),dz 内光强的变化为 di, 此时有 由于光束强度定义为单位时间在单位面积上通过的能量 (W m -2 ), 有, 即 进一步得到
15 二 光学非线性的物理起源 Resonant nonlinearities 共振非线性 由吸收系数 α 的标准定义 :, 可得 即吸收系 数正比于上下能级的原子数差 在低光强下, 可以假定和, 则吸收系数只和介质中的总原子数有关 ; 在高光强下, 由于上下能级的原子数目差减小, 导致吸收系数减小 随着光强的增加, 吸收系数的减小从实验上可以用饱和强度 I s 来表示 :, 其中 α 0 为线性吸收区的吸收系数 材料的吸收系数如果能用上式来表示, 就可被称为饱和吸收体 (saturable absorber) 在光强相对较弱的情况下, 有, 即吸收系数随光强 ( ) 线性变化 由于 α 正比于的虚部, 且有, 即由于 饱和吸收引起的共振非线性来源于三阶非线性效应 ( )
16 三 二阶非线性 Nonlinear Frequency Mixing 非线性混频 介质被两个频率分别为 ω 1 和 ω 2, 幅度分别为 ɛ 1 和 ɛ 2 的正弦波所激发, 非线性偏振为 这意味着二阶非线性响应产生的偏振波频率为入射两场频率的和与差 介质将重新发射频率为 ω sum = ω 1 +ω 2 和 ω diff = ω 1 -ω 2 的光波, 称为非线性混频效应 ; 如 果两入射光波频率相同, 这个效应被称为倍频或二次谐波产生 Faynman diagrams
17 三 二阶非线性 Nd: YAG 激光器中的非线性频率变换过程
18 三 二阶非线性 下转换过程 (down conversion) 参量放大过程 (parametric amplification) 和参量振荡过程 (parametric oscillation) 和频的反过程, 即一个频率为 ω 的输入光子可在介质中产生频率为 ω 1 和 ω 2 的两个新光子, 满足 ω= ω 1 +ω 2, 称为下转换过程 频率为 ω s 的微弱 信号 场, 在频率为 ω 的强大 泵浦 场存在下, 通过差频过程可产生频率为 ω i = ω-ω s 的 闲频 场, 而 闲频 场通过与 泵浦 场混合可产生更多 信号 场 参量放大过程 如果非线性材料被放入光学腔内, 共振频率为 ω s 或 ω i, 可以产生光学振荡 参量振荡过程
19 三 二阶非线性 晶体对称性效应 二阶非线性极化率为具有 27 个分量的三阶张量, 其中部分分量相同, 比如 和 必然相同, 即介质的响应不依赖于场的数学排列顺序 因此, 二阶非线性极化率只剩有 18 个独立分量 此时, 偏振场和电场的关系可由非线性光学系数张量 d ij 表示如下, 在许多晶体中, 非线性光学系数张量可进一步简化, 因为晶体的对称性要求许多分 量为零, 而许多其它分量相等
20 三 二阶非线性 晶体对称性效应 比如, 中心对称晶体 (centrosymmetric) 具有反转对称性, 在施加单一电场时, 非线 性偏振 的分量可表示为, 即电场方向反转时情 况不变 另外, 由晶体的反转对称性, 在场方向不变而反转晶体时, 所有的物理过程相同 在晶体的坐标轴变化下, 所有的和的分量变化符号, 从而得到 要想让上两式同时成立, 必须保证 非线性极化率为零的结论, 即 d ij =0, 从而得到反转对称晶体的二阶
21 三 二阶非线性 晶体对称性效应 晶体如不具有反转对称性, 一些 d ij 系数不为零 ; 三斜晶系晶体具有最差的对称性, 因此 18 个 d ij 系数都不为零 ; 对于 zinc blende 结构, 三个非零系数为 d 14 d 25 和 d 36 且相等 几种重要非线性光学晶体的非线性光学系数
22 三 二阶非线性 相位匹配 Phase Matching 非线性效应通常很弱, 需要较长的非线性光学晶体来获得有用的非线性转换效率 这就需要在整个晶体中产生的非线性光波相位相同, 从而使得光场能够相干叠加 上述条件满足时, 就进入到相位匹配范畴, 需要非线性晶体取向于精准的角度 以 Nd:YAG 激光器的 1064 nm 倍频到 532 nm 为例 : 两个波长在晶体中的折射率和传播速 度不同, 在晶体前端面产生的 532 nm 光波与基波 1064 nm 在不同时间到达晶体后端面, 因此在晶体前端面产生的 532 nm 光波与在晶体后端面产生的 532 nm 光波失相 假定光束沿着 z 方向传播, 此时非线性波以 exp(ik (2ω) z) 传播, 其中 k (2ω) 为 2ω 波的波矢 另一方面, 基波以 exp(ik (ω) z) 传播, 其中 k (ω) 为 ω 波的波矢 由于, 介质中给定点的非线性偏振将以 [exp(ik (ω) z)] 2 = exp(i2k (ω) z) 相位产生
23 三 二阶非线性 相位匹配 Phase Matching 此时在晶体前端面和在晶体中 z 处产生非线性波的相位差 定义相干长度, 此时相位失配为 2π, 有 k=nω/c 上式可以用频率为 2ω 和 ω 的折射率 n 2ω 和 n ω 重新写为 从而得到 和时,, 其中 λ 为基波的真空波长 : 在 相干长度的存在意味着只有在距离晶体端面较短距离发射的光波才能相干叠加
24 三 二阶非线性 相位匹配 Phase Matching 如果能够使得, 则在整个晶体中产生的非线性光波都具有相同相位, 从而能够相干叠加, 即相位匹配条件 对于具有正常色散特性的晶体, 相位匹配条件 看起来不能得到满足 如果晶体为各向异性即具有双折射特性, 就有机会平衡色散造成的折射率变化 比如对于具有正常色散和负双折射特性的单轴晶体, 有和 此时 可令倍频光作为异常光 基频光作为寻常光来传播, 从而实现相位匹配 在时, 有, 因此相位匹配条件也可理解为非线性过程中的动 量守恒 从光子波矢角度来看, 有
25 三 二阶非线性 Problem: 相位匹配 Phase Matching Solution: (a) 相位匹配条件为, 由于基波沿 x 轴偏振, 其折射 率为, 与角度 θ 无关 倍频波作为异常光偏振, 其折射率 为 其中 n o 和 n e 为 2ω 频率处的折射率 此时相位匹配条件要求 (b) 将 KDP 晶体的各个折射率代入上式, 有, 即
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1 2 3 4 5 6 7 08 11 19 26 31 35 38 47 52 59 64 67 73 10 18 29 76 77 78 79 81 84 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48
器之 间 向一致时为正 相反时则为负 ③大量电荷的定向移动形成电 流 单个电荷的定向移动同样形成电流 ３ 电势与电势差 １ 陈述概念 电场中某点处 电荷的电势能 Ｅ ｐ 与电荷量 ｑ Ｅｐ 的比值叫做该点处的电势 表达式为 Ｖ 电场中两点之间的 ｑ 电势之差叫做电势差 表达式为 ＵＡＢ Ｖ Ａ ＶＢ ２ 理解概念 电势差是电场中任意两点之间的电势之差 与参考点的选择无关 电势是反映电场能的性质的物理量
幻灯片 1
第二章非线性光学的宏观架构. 引言 气体 液体 固体 液晶 聚合物 等离子体等均存在非线性光学现象 共性 特殊性 可进行统一的宏观描述不同的微观过程和机制 本章 : 对非线性极化的产生 表示方式及其特性作统一的描述 导出耦合波方程. 介质对光场的非线性响应光场 介质极化强度 线性光学范畴 一般应为 : [ ] 4 弛豫过程 介质响应的时间积累 : 任意时刻 τ 的光场 τ 某给定时刻 的极化 某一时刻的极化强度应是所有时刻的光场引起的极化响应经适当弛豫后积累起来的结果
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王 第１期 健等 太赫兹量子级联激光器光束特性分析 ｌ３１ Ｏ９ Ｏ ９ Ｏ ８ Ｏ ８ Ｏ ７ Ｏ ７ Ｏ ６ Ｏ ６ Ｏ ５ Ｏ ５ Ｏ ４ Ｏ ４ Ｏ ３ Ｏ ３ Ｏ ２ Ｏ ２ 涮潞鳗 Ｏ Ｏ 矧潮瑚疆誓 一 ａ ＴＭ ｌ ｍｄｅ ｂ ＴＭ ｍｄｅ 图６ Ｆｉｇ ６ ｚ １ Ｏ ７ Ｕ ｍｍ处的衍射光斑 Ｄｉｆｆｒａｃｔｉｎ ｓｐｔｓ ｗｈｅｎ ｚ ｌｏｍｍ 在戈和 方向上ｐｘ和１５Ｉ 随激射波长的变化曲线如图８所示
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Microsoft Word - CIOC2012报到注意事项.doc
光 学 前 沿 第 四 届 全 国 信 息 光 学 与 光 子 器 件 学 术 会 议 报 到 注 意 事 项 1 报 到 时 间 及 地 点 : 7 月 23 日 9:00-19:00: 昆 明 理 工 大 学 专 家 楼 宾 馆 ( 昆 明 市 盘 龙 区 白 龙 路 98 号 ) 参 会 人 员 请 通 过 汇 同 会 议 系 统 注 册, 系 统 注 册 图 解 见 附 件 1, 有 问 题
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第三节能量量子化 声子 学习内容 : 33 能量量子化 33 声子 晶格振动 格波 简谐 近似 独立的振动模式 由 B--K 边界条件 分立值 晶格振动能量量子化 声子 33 能量量子化声子 33 能量量子化 一维单原子链的情况 x A, i a 3 3 x, A i a x 由玻恩 - 卡门周期性边界条件 : 可以取 N 个值 x A i a 根据经典力学, 系统的总能量为势能 U 和动能 T 之和
任春平 邹志利 在坡度为 的平面斜坡上进行了单向不规则波的沿岸流不稳定运动实验 观测到了沿 岸流的周期性波动 波动周期约为 利用最大熵方法和三角函数回归法求得这种波动的主 频率以及幅值 分析了波动幅值在垂直岸线方向的变化 结果表明该变化与沿岸流变化类似 即在 沿岸流最大值附近这种波动强度最大 为了分析波动的机理 利用线性沿岸流不稳定模型对模型实验结果进行了分析 求得了不稳定运动增长模式和波动周期 并与对应实测结果进行了比较
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偏振光学 线偏振 双折射 圆偏振和椭圆偏振 Jones 矢量和 Jones 矩阵 电光 旋光与磁光效应 一 线偏振 线偏振横电磁波是电磁波方程和 Maxwell 方程的解 具有电场和磁场, 两者互相垂直, 并且都和波传播方向的波矢垂直 ; 指向方向,Poynting 矢量给出了波传播的能流 ; 电场和磁场相位同步, 并且振幅具有的关系 电场沿固定方向振动称为线偏振, 此时电场位于偏振平面 (x-z
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标题
第 43 卷第 3 期 2017 年 9 月 延边大学学报 ( 自然科学版 ) JournalofYanbianUniversity(NaturalScience) Vol.43No.3 Sep.2017 文章编号 :1004-4353(2017)03-0210-06 基于 MgO:PPLN 晶体光参量振荡的调谐及容差特性 王 翠 ( 青岛科技大学数理学院, 山东青岛 266061 ) 摘要 : 通过分析准相位匹配光参量振荡器
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2014 優 秀 教 師 選 舉 ( 第 十 屆 ) 個 案 報 告 參 賽 組 別 : 關 愛 組 參 賽 者 : 陳 笑 芳 老 師 目 錄 1. 背 景 資 料 P.1 2. 本 校 宗 旨 P.1 3. 個 案 分 析 P.1 4. 處 理 方 法 P.2 5. 學 生 成 就 P.5 6. 成 長 關 顧 組 P.6 7. 檢 討 及 展 望 P.6 8. 總 結 P.7 1. 背 景
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中 国 太 平 洋 人 寿 保 险 股 份 有 限 公 司 世 纪 行 人 身 意 外 伤 害 保 险 (C 款 ) 条 款 太 平 洋 人 寿 [2013] 意 外 伤 害 保 险 062 号 阅 读 指 引 本... 阅 读 指 引 有 助 于 理 解 条 款, 对 本 合 同 内 容 的 解 释 以 条 款 为 准 您 拥 有 的 重 要 权 益 本 合 同 提 供 的 保 障 在 保 险 责
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投影片 1
Coherence ( ) Temporal Coherence Michelson Interferometer Spatial Coherence Young s Interference Spatiotemporal Coherence 參 料 [1] Eugene Hecht, Optics, Addison Wesley Co., New York 2001 [2] W. Lauterborn,
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第六章 二阶电路的瞬态分析
第六章 二阶电路的瞬态分析 主要内容 : ) 二阶电路的零输入响应 ; ) 二阶电路的零状态响应和全响应 ; 3) 应用举例 例 : 6. 二阶电路零输入响应 U ( ) = U, i ( ) = 电路方程 (KV) : 以 U ( ) 为变量, k i U U i U i = u = i = u = = Uc,, 得 : U U + + U = 齐次方程的特征根 : s + s + = s + s
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黄卡玛---微波化学微分动力系统及参数反演
微波化学对经典电磁理论 的挑战 黄卡玛 四川大学电子信息学院 Outline 1. 微波化学中的非线性响应 2. 微波对氢键的作用 3. 化学极化增量 4. 化学反应中的波动方程 5. 结论 微波化学中的非线性响应 Energy saving and emission reduction 微波化学中的非线性响应 其中五个行业涉及加热处理 石油加工炼焦加工业 非金属矿物制品 Janu ary 黑色 有色金属
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目录 1 光子晶体的概念 一维光子晶体及其带结构 ( 垂直入射情况下 ) 3 一维光子晶体带结构计算 ( 垂直入射情况下 ) 4 光子带结构的标度特性 5 问题 1 1 光子晶体的概念半导体材料具有周期性晶体结构 在半导体材料中, 电子波在周期势场中传播时, 受到周期性势场的 ( 布拉格 ) 散射, 在所形成的能带结构会出现电子带隙 ( 或电子禁带 ): 能量值位于电子带隙的电子波无法在半导体材料中传播
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合金投资年报正文.PDF
1999 1 1999 2. 3. 4. 5. 2 1999 3 1999 (1) 4 1999 5 1999 6 1999 7 1999 8 1999 9 1999 10 1999 11 1999 12 1999 13 1999 14 1999 15 1999 16 1999 17 1999 18 1999 19 1999 20 1999 21 1999 22 1999 23 1999 24 1999
从 宾 馆 到 又 一 城 是 十 五 分 钟, 从 又 一 城 到 邵 逸 夫 是 十 分 钟, 去 时 一 路 上 坡 很 辛 苦, 回 时 一 路 下 坡 很 轻 松, 很 像 上 小 学 时 的 心 情, 这 是 最 初 几 天 最 深 的 感 受 有 段 时 间 很 少 走 校 内 的 路
那 城 那 校 那 景 香 港 访 学 印 象 刘 斌 时 间 过 得 真 快, 一 转 眼 从 香 港 回 来 一 个 多 月 了 前 两 天 走 在 路 上, 看 到 一 个 逆 行 的 车 剐 了 路 人, 双 方 在 路 边 吵 得 不 可 开 交, 突 然 想 起 有 些 地 方 的 交 规 与 大 陆 不 一 样, 这 车 在 香 港 就 算 是 正 常 行 驶 了 于 是, 香 港,
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高等数学A
高等数学 A March 3, 2019 () 高等数学 A March 3, 2019 1 / 55 目录 1 函数 三要素 图像 2 导数 导数的定义 基本导数表 求导公式 Taylor 展开 3 积分 Newton-Leibniz 公式 () 高等数学 A March 3, 2019 2 / 55 函数 y = f(x) 函数三要素 1 定义域 2 值域 3 对应关系 () 高等数学 A March
激光与红外 No 张伟等中红外脉冲 KTA 光参量振荡器实验研究 743 不会产生明显的热透镜效应 本文采用非共线泵浦外腔结构 [8], 研究了 Nd YAG 激光非共线泵浦 KTA OPO 的输出特性, 对影响转换效率的因素进行实验研究, 通过系统优化设计, 获得了较高的转换效率 2
![激光与红外 No 张伟等中红外脉冲 KTA 光参量振荡器实验研究 743 不会产生明显的热透镜效应 本文采用非共线泵浦外腔结构 [8], 研究了 Nd YAG 激光非共线泵浦 KTA OPO 的输出特性, 对影响转换效率的因素进行实验研究, 通过系统优化设计, 获得了较高的转换效率 2](/thumbs/93/111191575.jpg "激光与红外 No 张伟等中红外脉冲 KTA 光参量振荡器实验研究 743 不会产生明显的热透镜效应 本文采用非共线泵浦外腔结构 [8], 研究了 Nd YAG 激光非共线泵浦 KTA OPO 的输出特性, 对影响转换效率的因素进行实验研究, 通过系统优化设计, 获得了较高的转换效率 2")
第 41 卷第 7 期激光与红外 Vol.41,No.7 2011 年 7 月 LASER & INFRARED July,2011 文章编号 :1001 5078(2011)07 0742 05 激光应用技术 中红外脉冲 KTA 光参量振荡器实验研究 张伟, 万勇, 陈鸿鸣, 吴振宇, 王滨, 牛瑞华, 李燕凌 ( 西南技术物理研究所, 四川成都 610041) 摘要 : 对 3~5m 中红外脉冲
第 卷 第 期 年 月 半 导 体 学 报! " # $%&'%' $!&' #% #$1 /#1 $'! / ?/ ?/ / 3 0,?/ ) * +!!! '!,!! -. & ' $! '! 4% %&1)/1(7%&)03 (% )
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貳 選 組 的 考 量 選 組 議 題 對 最 近 高 一 同 學 來 說 是 迫 在 眉 睫, 其 實 有 些 同 學 是 老 神 在 在, 早 就 知 道 要 選 自 然 組 或 社 會 組 ; 但 是 對 少 數 同 學 說 是 困 擾 多 多, 因 為 真 的 難 以 取 捨, 不 知 如 何 是 好 此 問 題 須 考 慮 到 興 趣 能 力 大 學 校 系 工 作 價 值 觀 行 業 趨
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39 7 20147 GeomaticsandInformationScienceofWuhanUniversity Vol.39No.7 July2014 DOI:10.13203/j.whugis20130202 :1671-8860(2014)07-0862-05 1 2 3 1,,430079 2,,518060 3,,430079 : 基于江苏省宜兴市 100 个土样的可见光 - 近红外高光谱反射率
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XAFS 基础 陈栋梁北京同步辐射装置中国科学院高能物理研究所北京,011.1.7-8 1 7 8 北京同步辐射装置 EXAFS 谱分析讲习班,011 年 1 月 7-8 日, 北京 主要内容要 X 射线吸收 X 射线吸收谱 (XAFS/XAS X 射线吸收谱与多重散射射 扩展 X 射线吸收谱 (EXAFS EXAFS 若干问题 北京同步辐射装置 EXAFS 谱分析讲习班,011 年 1 月 7-8
幻灯片 1
Quantum Optics email: ygu@pku.edu.cn Tel: 67588 354 Quantum mechanics +Optics PPT 1 1 λ ħ Planck λ 0 ħ 0 3 λ 0 ħ 0. Maxwell 4 λ 0 ħ 0 m=0) 5 Ψ Ψ = LΨ I dx matter -di=αidx α I I=I 0 e - αl 6 Maxwell D=
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My Information http://mypage.zju.edu.cn/yaocheng edu Chapter 9: Waveguide Grating and dapplications Dr. Assoc. Prof. Yaocheng Shi yaocheng@zju.edu.cn Centre for Optical and Electromagnetic Research, Department
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第一章三角函数 1. 三角函数的诱导公式 A 组 一 选择题 : 共 6 小题 1 ( 易诱导公式 ) 若 A B C 分别为 ABC 的内角 则下列关系中正确的是 A. sin( A B) sin C C. tan( A B) tan C ( 中诱导公式 ) B. cos( B C) cos A D. sin( B C) sin A sin60 cos( ) sin( 0 )cos( 70 ) 的值等于
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7.6 散射与吸收 色散 全书七章 1 麦氏方程总论,2 静电场,3 静磁场, 4 电磁波的传播,5 电磁波的辐射,6 狭义相对论, 7 带电粒子和电磁场的相互作用, 附录 I 矢量分析 本章六节 1 运动带电粒子的势及辐射场,2 高速运动带电粒子的辐射, 3 辐射的频谱分析,4 切仑柯夫辐射,5 带电粒子的自场反作用, 6 电磁波的散射与吸收 色散 本节内容, 束缚电子的散射, 电磁波的吸收, 介质的色散
暑期学校-第2章.ppt
第二章 光与物质相互作用基础 国家自然科学基金委员会数理学部实验物理讲习班.1 光的吸收. 光的色散和群速色散.3 吸收和色散的经典描述.4 光在线性介质中的传播.5 光在等离子体中的传播.6 光场与金属的相互作用和等离激元光学 光与物质相互作用现象 : 弱光 吸收 色散 线性散射 表面等离激元 等离子体共振 ( 金属 等离子体中 ) 比较强的光 非线性散射 其它非线性过程 强光 非线性吸收 其它非线性过程
激光与红外 No 刘启能等金属材料对 M PC M 结构中光学 Tamm 态的影响 995 边缘处会出现一种电子局域表面态, 即电子 Tamm 态 首次观测到 Tamm 态却是在 1990 年由 Ohno 等人在半导体超晶格中实现的 [1], 产生电子 Tamm 态的原因是由于晶格的不
![激光与红外 No 刘启能等金属材料对 M PC M 结构中光学 Tamm 态的影响 995 边缘处会出现一种电子局域表面态, 即电子 Tamm 态 首次观测到 Tamm 态却是在 1990 年由 Ohno 等人在半导体超晶格中实现的 [1], 产生电子 Tamm 态的原因是由于晶格的不](/thumbs/92/109993773.jpg "激光与红外 No 刘启能等金属材料对 M PC M 结构中光学 Tamm 态的影响 995 边缘处会出现一种电子局域表面态, 即电子 Tamm 态 首次观测到 Tamm 态却是在 1990 年由 Ohno 等人在半导体超晶格中实现的 [1], 产生电子 Tamm 态的原因是由于晶格的不")
第 46 卷第 8 期激光与红外 Vol.46,No.8 2016 年 8 月 LASER & INFRARED August,2016 文章编号 :1001 5078(2016)08 0994 07 光子晶体 金属材料对 M PC M 结构中光学 Tamm 态的影响 刘启能 1,2 3, 刘沁 (1 重庆工商大学重庆市检测控制集成系统工程实验室, 重庆 400067; 2 重庆工商大学计算机科学与信息工程学院,
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17 报告 18 报告 焊接 质量 19 I 20 报告 01 02 03 04 21 22 能量高度集中 科学 ELI Beamline 可以用于做很多事情, 包括产生反物质, 以及在几分之一秒内将分子重新排列 23 照明 24 科学 如今, 在 Hilase 项目已经实现了功率 250 千瓦的泵浦光源 最终的目标功率是 1000 千瓦 25 26 人物 M 27 ö 28 人物 为什么能源利用效率如此重要?
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数字带通 带阻 高通滤波器的设计 把一个归一化原型模拟低通滤波器变换成另一个所需类型的模拟滤波器, 再将其数字化 直接从模拟滤波器通过一定的频率变换关系完成所需类型数字滤波器的设计 先设计低通型的数字滤波器, 再用数字频率变化方法将其转换成所需类型数字滤波器
数字带通 带阻 高通滤波器的设计 把一个归一化原型模拟低通滤波器变换成另一个所需类型的模拟滤波器, 再将其数字化 直接从模拟滤波器通过一定的频率变换关系完成所需类型数字滤波器的设计 先设计低通型的数字滤波器, 再用数字频率变化方法将其转换成所需类型数字滤波器 模拟原型方法 : 模拟低通 - 模拟带通 H ( j) H ( j) 3 3 3 模拟原型方法 : 模拟低通 - 模拟带通 H ( j) 模拟低通
试卷
竞赛试卷 ( 数学专业 参考答案 一 (5 分 在仿射坐标系中 求过点 M ( 与平面 :3x y + z 平行 且与 x y 3 z 直线 l : 相交的直线 l 的方程 4 解法一 : 先求 l 的一个方向向量 X Y Z 因为 l 过点 M 且 l 与 l 相交 所以有 4 X 3 - Y ( Z..4 分 即 X + Y Z...3 分 又因为 l 与 平行 所以有 联立上述两个方程解得 :
如何加深 电动力学 课 程中一些经典模型的理解 王振林 南京大学物理学院固体微结构物理国家重点实验室 2014 年 10 月 17 日南京
如何加深 电动力学 课 程中一些经典模型的理解 王振林 南京大学物理学院固体微结构物理国家重点实验室 2014 年 10 月 17 日南京 报告内容 1. 介质球在外场下极化模型 2. 介质棒在外场下的极化模型 3. 在金属 / 介质分界面传播的表面波色散 4. 金属表面的偶极子辐射模型 1. 介质球在外场下的极化模型 金属纳米颗粒光学性质 静电场球形边值问题 对于放置在均匀外场中的介质球, E 球内区域的电场
北 京 师 范 大 学 庆 祝 抗 日 战 争 胜 利 70 周 年 暨 纪 念 12.9 运 动 80 周 年 歌 咏 比 赛 掠 影 党 委 书 记 刘 川 生 指 挥 唱 校 歌 党 委 书 记 刘 川 生 分 别 为 获 得 一 等 奖 和 获 得 精 神 风 貌 奖 单 位 颁 奖 党 委
弘 扬 师 德 积 极 投 身 教 师 志 愿 服 务 北 京 师 范 大 学 庆 祝 抗 日 战 争 胜 利 70 周 年 暨 纪 念 12.9 运 动 80 周 年 歌 咏 比 赛 成 功 举 办 烛 光 行 动 教 师 志 愿 服 务 签 约 仪 式 在 北 京 师 范 大 学 举 行 北 京 师 范 大 学 举 办 第 二 届 青 年 管 理 干 部 岗 位 技 能 竞 赛 北 京 师 范
254 东南大学学报 ( 自然科学版 ) 第 40 卷 的非线性模型也有助于射频光传输链路的设计与激光器的参数表征 [45]. Voltera 作为一种有效的非线性分析工具在很多领域得到了应用. 本文利用 Voltera 级数理论建立了半导体激光器的非线性模型, 然后对半导体激光器的非线性失真进行计
![254 东南大学学报 ( 自然科学版 ) 第 40 卷 的非线性模型也有助于射频光传输链路的设计与激光器的参数表征 [45]. Voltera 作为一种有效的非线性分析工具在很多领域得到了应用. 本文利用 Voltera 级数理论建立了半导体激光器的非线性模型, 然后对半导体激光器的非线性失真进行计](/thumbs/91/105454560.jpg "254 东南大学学报 ( 自然科学版 ) 第 40 卷 的非线性模型也有助于射频光传输链路的设计与激光器的参数表征 [45]. Voltera 作为一种有效的非线性分析工具在很多领域得到了应用. 本文利用 Voltera 级数理论建立了半导体激光器的非线性模型, 然后对半导体激光器的非线性失真进行计")
第 40 卷第 2 期 2010 年 3 月 东南大学学报 ( 自然科学版 ) JOURNALOFSOUTHEASTUNIVERSITY(NaturalScienceEdition) Vol.40 No.2 Mar.2010 doi:10.3969/j.isn.1001-0505.2010.02.007 基于 Volterra 级数分析的半导体激光器非线性模型 田学农 王志功 ( 东南大学射频与光电集成电路研究所,
幻灯片 1
第三章非线性极化率的微观表示 3. 极化率的密度矩阵计算法 χ 宏观量 介质的微观结构和微观作用机制 不同介质类型 其 χ 的微观表示也不同 本章只针对分立能级体系 例如原子分子体系 设原子在光场作用下的状态波函数为 ψ ψ r t 极化强度为 ψ ψ [ - 原子的电偶矩算符 ] 以后全都采用电偶矩近似 该状态也可以用密度矩阵 或密度算符 表示 与 ψ 的关系 : φ φ φ- 原子固有哈密顿量的本征函数系
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8- 平面电磁波. 波动方程这是一个麦克斯韦方程应用的重要实例, 我们从微分形式的麦克斯韦方程和均匀各向同性线性介质的电磁性能方程出发, 研究自由空间中的电磁场 自由空间的含意是 r =,j =, 由欧姆定律有 σ =. r=, j 真空中的电磁波 D E B H D r E B B E E t t B B D E H j B t t B E ( E ( B t t t ( E ( E E E E
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