基于量子相干效應(yīng)的無(wú)芯射頻識(shí)別標(biāo)簽的空間散射場(chǎng)測(cè)量?

閆麗云2) 劉家晟1)3) 張好1)3) 張臨杰1)3) 肖連團(tuán)1)3) 賈鎖堂1)3)

1)(山西大學(xué)激光光譜研究所,量子光學(xué)與光量子器件國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,太原 030006)2)(山西大學(xué)物理電子工程學(xué)院,太原 030006)3)(極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心,太原 030006)

(2017年8月16日收到;2017年9月20日收到修改稿)

1 引 言

射頻識(shí)別(RFID)技術(shù)最早出現(xiàn)于第二次世界大戰(zhàn),用來(lái)識(shí)別敵友戰(zhàn)機(jī).現(xiàn)在RFID技術(shù)已經(jīng)被大量應(yīng)用于各個(gè)領(lǐng)域,比如道路收費(fèi)系統(tǒng)以及貨物跟蹤與識(shí)別等.目前所出現(xiàn)的無(wú)芯RFID標(biāo)簽,不需要在標(biāo)簽上使用芯片來(lái)編碼數(shù)據(jù),它根據(jù)不同標(biāo)簽的反向散射場(chǎng)具有不同的電磁特性來(lái)進(jìn)行識(shí)別,引起了人們極大的興趣,而無(wú)芯RFID標(biāo)簽的設(shè)計(jì)核心主要是標(biāo)簽上的散射單元.為了減小標(biāo)簽尺寸,散射單元同時(shí)具有天線和諧振單元的作用,不同尺寸的散射單元工作在不同的頻率上.在平面波照射下,將會(huì)產(chǎn)生具有不同電磁特征的反向散射場(chǎng).圖1所示為四種不同形狀的散射單元[1,2].研究無(wú)芯標(biāo)簽上散射單元的反向散射電磁特性所面臨的困難之一就是對(duì)其空間散射場(chǎng)分布的精確測(cè)量.特別是隨著散射單元的尺寸減小,遠(yuǎn)場(chǎng)散射場(chǎng)的測(cè)量過(guò)程中容易引入外界干擾,因此具有較大的測(cè)量不確定性.近年來(lái),近場(chǎng)測(cè)量技術(shù)應(yīng)用于目標(biāo)散射特性的研究正受到越來(lái)越多的關(guān)注[3,4].

圖1 不同形狀的散射單元 (a)C形結(jié)構(gòu);(b)矩形開口諧振環(huán);(c)線形結(jié)構(gòu);(d)圓形開口諧振環(huán)Fig.1.Scatterers having various shapes:(a) “C”-like structure;(b)rectangular SRR;(c)line-shape structure;(d)circular SRR.

近年來(lái)以原子蒸汽池作為測(cè)量電磁場(chǎng)的傳感器,已經(jīng)在磁場(chǎng)測(cè)量上獲得了很好的靈敏度[5,6].而里德伯原子作為具有高激發(fā)態(tài)(主量子數(shù)n很大)電子的原子,它的顯著特征是其軌道半徑很大,具有較大的電偶極矩,因此里德伯原子對(duì)外電場(chǎng)很敏感,容易通過(guò)外電場(chǎng)實(shí)現(xiàn)里德伯原子量子態(tài)操控[7].2012年,Shaffer小組首次利用里德伯原子實(shí)現(xiàn)了對(duì)微波電場(chǎng)場(chǎng)強(qiáng)的高靈敏探測(cè),獲得了遠(yuǎn)高于基于傳統(tǒng)的偶極振子測(cè)量的精度[8].最近該小組采用調(diào)制解調(diào)技術(shù)獲得了3 μV·cm?1·Hz?1/2探測(cè)靈敏度[9].此后使用原子蒸汽池作為傳感器,實(shí)現(xiàn)了遠(yuǎn)場(chǎng)情況下厘米波、毫米波的電場(chǎng)測(cè)量[10?14]以及原子蒸汽池內(nèi)部電場(chǎng)空間分布特征高分辨成像[11,15?19].本文基于原子蒸汽池中銫里德伯原子的電磁感應(yīng)透明(EIT)光譜在微波場(chǎng)作用下的Aulter-Towns(AT)效應(yīng),獲得了圖1(c)所示的標(biāo)簽上的線形散射單元的散射場(chǎng)的空間分布的亞波長(zhǎng)高分辨測(cè)量,并實(shí)現(xiàn)了線形散射單元與入射射頻電場(chǎng)極化方向不同夾角的有效分辨.本實(shí)驗(yàn)首次演示了線形散射單元的近場(chǎng)散射空間分布的亞波長(zhǎng)分辨率的測(cè)量,對(duì)于無(wú)源標(biāo)簽理論計(jì)算模型的完善、實(shí)現(xiàn)無(wú)芯射頻識(shí)別標(biāo)簽的設(shè)計(jì)和識(shí)別具有重要的應(yīng)用價(jià)值.

2 實(shí)驗(yàn)設(shè)置

圖2為實(shí)驗(yàn)涉及的銫原子的四能級(jí)系統(tǒng)示意圖.里德伯態(tài)51D5/2–50P3/2的躍遷與被測(cè)標(biāo)簽的設(shè)計(jì)響應(yīng)頻率基本一致.實(shí)驗(yàn)裝置如圖3所示[18,19],探測(cè)光來(lái)自于半導(dǎo)體激光器(DL pro,Toptica),首先被鎖定在超穩(wěn)腔(ATF-6010-4,Stable Laser System)上,探測(cè)光線寬小于10 kHz.然后通過(guò)聲光調(diào)制器將激光頻率移動(dòng)到銫原子6S1/2(F=4)→6P3/2(F′=5)的共振躍遷線上.510 nm耦合光來(lái)自倍頻激光器(TA-SHG pro,Toptica),輸出頻率可以在6P3/2(F′=5)→51D5/2共振頻率附近連續(xù)調(diào)諧.兩束激光在銫蒸氣池內(nèi)沿著相反方向傳輸且重合.耦合光的功率為25 mW,探測(cè)光功率為5μW.兩光束的直徑分別為360μm和494μm,為保證原子蒸汽池內(nèi)的光束直徑盡可能均勻,束腰被置于銫蒸汽池中心.探測(cè)光通過(guò)原子蒸汽池后進(jìn)入光電探測(cè)器.實(shí)驗(yàn)中在里德伯態(tài)共振頻率附近掃描耦合光的頻率,示波器上可以觀察到里德伯原子EIT光譜.

圖2 銫里德伯原子的四能級(jí)系統(tǒng)Fig.2.The four-levels system of Cs Rydberg atoms.

圖3 實(shí)驗(yàn)裝置圖Fig.3.The scheme of experiment setup.

待測(cè)的具有線形散射單元的無(wú)芯RFID標(biāo)簽放置在銫蒸汽池后面,散射單元中心與蒸汽池軸線平齊.微波電場(chǎng)由微波信號(hào)發(fā)生器產(chǎn)生,實(shí)驗(yàn)中微波發(fā)射器輸出功率被設(shè)置為0 dBm.通過(guò)標(biāo)準(zhǔn)增益矩形喇叭天線(LB-180400-KF,A-INFO)將頻率為5.366 GHz的垂直極化的平面波輻射到銫蒸汽池和無(wú)芯RFID標(biāo)簽上.喇叭與銫蒸汽池距離52 cm,滿足微波電場(chǎng)輻射的遠(yuǎn)場(chǎng)條件.實(shí)驗(yàn)所使用銫蒸汽池是圓柱形,截面直徑為20 mm,長(zhǎng)度為50 mm,池壁厚度為1 mm.蒸汽池的材料是硼硅玻璃,其介電常數(shù)為2.165.實(shí)驗(yàn)被測(cè)無(wú)芯RFID標(biāo)簽是邊長(zhǎng)為22.5 mm的方形標(biāo)簽,介質(zhì)是厚度為0.8 mm的羅杰斯4350,介電常數(shù)為3.66.標(biāo)簽采用單面的線形貼片作為散射單元,長(zhǎng)度為20 mm,寬度1 mm.標(biāo)簽諧振頻率由線形貼片的長(zhǎng)度和介質(zhì)的介電常數(shù)決定,關(guān)系如(1)式所示:

其中,fr為標(biāo)簽的諧振頻率,c為光速,εeff為貼片介質(zhì)的有效介電常數(shù),l為線形貼片的長(zhǎng)度.

實(shí)驗(yàn)中所制作標(biāo)簽的諧振頻率為5.3 GHz,響應(yīng)帶寬約100 MHz.實(shí)驗(yàn)首先測(cè)量了無(wú)標(biāo)簽時(shí)銫蒸汽池中y和z兩個(gè)方向的電場(chǎng)強(qiáng)度分布.然后按照如圖4所示的四種放置方式將標(biāo)簽放置在原子蒸汽池后面,標(biāo)簽與蒸汽池間距小于1 mm.分別對(duì)線形散射單元與微波電場(chǎng)極化方向夾角α為0°,45°,90°,135°情況下的線形散射單元的反向散射的場(chǎng)強(qiáng)進(jìn)行測(cè)量.測(cè)量中,光束相對(duì)于銫蒸汽池中心分別在y,z方向上進(jìn)行移動(dòng),以獲得該線形散射單元的二維空間反向散射場(chǎng)強(qiáng)度.因?yàn)閮杉す馐淖畲笾睆綖?94μm,被測(cè)微波的波長(zhǎng)λMW為5.59 cm,被測(cè)微波場(chǎng)二維空間分辨率可達(dá)到λMW/12[17?19].

圖4 實(shí)驗(yàn)中標(biāo)簽的四種放置方式 (a)α=0°;(b)α =90°;(c)α =45°;(d)α =135°Fig.4.Four placement con fi guration of the tag:(a)α =0°;(b)α =90°;(c)α =45°;(d)α =135°.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與分析

圖5(a)是實(shí)驗(yàn)獲得的無(wú)微波電場(chǎng)作用下的銫里德伯原子EIT效應(yīng)光譜.在頻率為5.366 GHz的微波電場(chǎng)作用下,觀測(cè)到EIT光譜發(fā)生了分裂,如圖5(b)所示.實(shí)驗(yàn)中EIT光譜的AT分裂間隔Δf與探測(cè)光所在位置處的微波電場(chǎng)強(qiáng)度關(guān)系如(2)式所示[10,11]:

式中EMW為微波射頻電場(chǎng)強(qiáng)度;?為約化普朗克常數(shù);?MW為微波電場(chǎng)的拉比頻率;?MW為微波電場(chǎng)對(duì)應(yīng)的里德伯態(tài)的原子躍遷偶極矩,此處51D5/2–50P3/2的躍遷偶極矩等于1715ea0,其中e為元電荷,a0是玻爾半徑.通過(guò)(2)式可知,可以通過(guò)測(cè)量EIT-AT分裂光譜的間隔Δf來(lái)獲得微波電場(chǎng)的強(qiáng)度值.

實(shí)驗(yàn)中使用的標(biāo)準(zhǔn)增益喇叭天線沿?z軸方向發(fā)射垂直極化的平面波,垂直入射到線形標(biāo)簽上,線形貼片與入射波的電場(chǎng)方向間的夾角為α.反向散射電場(chǎng)在水平方向的分量和垂直方向的分量如(3)和(4)式所示,其中k為比例系數(shù),Ei(x,y,z)為標(biāo)簽的入射場(chǎng)強(qiáng),其大小符合電磁波自由空間傳播模型,即Ei(x,y,z)與天線的發(fā)射場(chǎng)強(qiáng)成正比,與入射點(diǎn)和發(fā)射天線之間的距離成反比.

從(3)和(4)式可看出空間中任意位置處的標(biāo)簽散射電場(chǎng)EMW(x,y,z)的大小和線形散射單元與入射微波電場(chǎng)的極化方向之間的夾角α以及該位置處入射電場(chǎng)Ei(x,y,z)有關(guān).

圖5 (a)未加微波場(chǎng)情況下的EIT透射峰;(b)微波場(chǎng)作用下的EIT-AT分裂光譜Fig.5.(a)EIT transmission signal without microwave electric fi eld;(b)the EIT-AT splitting spectrum when a microwave electric fi eld is applied.

圖6所示為光束相對(duì)于銫蒸汽池中心(被定義為坐標(biāo)原點(diǎn),坐標(biāo)系如圖3所示),沿z軸前后移動(dòng)±4 mm范圍,測(cè)量間隔為0.5 mm時(shí)得到的電場(chǎng)強(qiáng)度分布情況.圖7所示為光束相對(duì)于銫蒸汽池中心,沿y軸上下移動(dòng)±3.5 mm范圍,測(cè)量間隔為0.2 mm時(shí)電場(chǎng)強(qiáng)度分布的結(jié)果.其中離散點(diǎn)為實(shí)驗(yàn)測(cè)量結(jié)果,與之同顏色的實(shí)線為利用電磁仿真軟件進(jìn)行的理論仿真結(jié)果,可以看到實(shí)驗(yàn)結(jié)果與仿真數(shù)據(jù)的變化趨勢(shì)基本符合.若標(biāo)簽以不同角度放置在銫蒸汽池后面,其散射場(chǎng)會(huì)隨著標(biāo)簽上線形散射單元與入射場(chǎng)的夾角α的變化而改變[2],變化規(guī)律符合(3)和(4)式.當(dāng)標(biāo)簽垂直放置,即線形散射單元與入射電場(chǎng)夾角為0°,其散射場(chǎng)最大,如圖中紅色圓點(diǎn)曲線所示.當(dāng)標(biāo)簽水平放置,即線形散射單元與入射電場(chǎng)夾角為90°,其散射場(chǎng)最小,如圖中綠色三角曲線所示,與無(wú)標(biāo)簽時(shí)的測(cè)量結(jié)果很接近.若標(biāo)簽以45°和135°這兩種放置方式,由于互相對(duì)稱,其散射場(chǎng)強(qiáng)的幅度基本上相等,如圖中青色和藍(lán)色曲線(點(diǎn)線)所示.同時(shí)圖6的結(jié)果顯示,在標(biāo)簽角度為0°,45°和135°時(shí)z軸即微波場(chǎng)傳輸方向上場(chǎng)強(qiáng)分布有增加的趨勢(shì).這是由于隨著z軸取值的增加,被測(cè)位置更加靠近標(biāo)簽,標(biāo)簽散射場(chǎng)的強(qiáng)度更大,這與無(wú)標(biāo)簽時(shí)電場(chǎng)分布的測(cè)量結(jié)果展現(xiàn)出明顯不同的規(guī)律.圖7顯示了y軸即豎直方向上的場(chǎng)強(qiáng)的分布.理論擬合計(jì)算考慮了入射微波電場(chǎng)在遠(yuǎn)場(chǎng)近似下為平面波和標(biāo)簽反射的近場(chǎng)的分布,此時(shí)在豎直方向上的電場(chǎng)分布基本不變.而實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)中在標(biāo)簽角度為45°和135°時(shí)有上揚(yáng)的趨勢(shì),我們認(rèn)為是射頻標(biāo)簽的反射場(chǎng)與銫蒸汽池壁的相互作用造成,因?yàn)殇C蒸汽池頂端有尖端結(jié)構(gòu),這導(dǎo)致了在靠近尖端位置附近的電場(chǎng)分布不均勻.由圖6和圖7可以看出,在標(biāo)簽放置角度改變的情況下,通過(guò)對(duì)空間中兩個(gè)正交方向上的電場(chǎng)分布進(jìn)行高分辨測(cè)量,獲得了具有明顯差異的強(qiáng)度曲線,由此可以通過(guò)強(qiáng)度曲線獲得標(biāo)簽散射單元有效的角度信息.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)激光光束沿z軸前后移動(dòng)時(shí),標(biāo)簽在不同放置方式下的散射場(chǎng)強(qiáng)Fig.6.(color online)Simulation and experimental data of backscattered electric fi eld of the tag on the z-axis.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)激光光束沿y軸上下移動(dòng)時(shí),標(biāo)簽在不同放置方式下的散射場(chǎng)強(qiáng)Fig.7.(color online)Simulation and experimental data of backscattered electric fi eld of the tag on the y-axis.

4 結(jié) 論

基于原子蒸汽池中銫里德伯原子的EIT光譜在微波場(chǎng)作用下的AT效應(yīng),利用原子蒸汽池作為傳感器實(shí)現(xiàn)了對(duì)無(wú)芯RFID標(biāo)簽散射場(chǎng)近場(chǎng)場(chǎng)強(qiáng)的空間分布的高分辨測(cè)量,同時(shí)獲得了亞波長(zhǎng)的空間場(chǎng)強(qiáng)分辨率測(cè)量以及線形標(biāo)簽與入射微波電場(chǎng)極化方向夾角的有效分辨.本研究對(duì)于無(wú)芯RFID標(biāo)簽的散射單元的研究和設(shè)計(jì)有非常重要的意義.

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