閆麗云2) 劉家晟1)3) 張好1)3) 張臨杰1)3) 肖連團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)與光量子器件國家重點實驗室,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

射頻識別(RFID)技術(shù)最早出現(xiàn)于第二次世界大戰(zhàn),用來識別敵友戰(zhàn)機.現(xiàn)在RFID技術(shù)已經(jīng)被大量應(yīng)用于各個領(lǐng)域,比如道路收費系統(tǒng)以及貨物跟蹤與識別等.目前所出現(xiàn)的無芯RFID標(biāo)簽,不需要在標(biāo)簽上使用芯片來編碼數(shù)據(jù),它根據(jù)不同標(biāo)簽的反向散射場具有不同的電磁特性來進行識別,引起了人們極大的興趣,而無芯RFID標(biāo)簽的設(shè)計核心主要是標(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,將會產(chǎn)生具有不同電磁特征的反向散射場.圖1所示為四種不同形狀的散射單元[1,2].研究無芯標(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其空間散射場分布的精確測量.特別是隨著散射單元的尺寸減小,遠場散射場的測量過程中容易引入外界干擾,因此具有較大的測量不確定性.近年來,近場測量技術(shù)應(yīng)用于目標(biāo)散射特性的研究正受到越來越多的關(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.

近年來以原子蒸汽池作為測量電磁場的傳感器,已經(jīng)在磁場測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,因此里德伯原子對外電場很敏感,容易通過外電場實現(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現(xiàn)了對微波電場場強的高靈敏探測,獲得了遠高于基于傳統(tǒng)的偶極振子測量的精度[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探測靈敏度[9].此后使用原子蒸汽池作為傳感器,實現(xiàn)了遠場情況下厘米波、毫米波的電場測量[10?14]以及原子蒸汽池內(nèi)部電場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的空間分布的亞波長高分辨測量,并實現(xiàn)了線形散射單元與入射射頻電場極化方向不同夾角的有效分辨.本實驗首次演示了線形散射單元的近場散射空間分布的亞波長分辨率的測量,對于無源標(biāo)簽理論計算模型的完善、實現(xiàn)無芯射頻識別標(biāo)簽的設(shè)計和識別具有重要的應(yīng)用價值.

2 實驗設(shè)置

圖2為實驗涉及的銫原子的四能級系統(tǒng)示意圖.里德伯態(tài)51D5/2–50P3/2的躍遷與被測標(biāo)簽的設(shè)計響應(yīng)頻率基本一致.實驗裝置如圖3所示[18,19],探測光來自于半導(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,探測光線寬小于10 kHz.然后通過聲光調(diào)制器將激光頻率移動到銫原子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.探測光通過原子蒸汽池后進入光電探測器.實驗中在里德伯態(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系統(tǒng)Fig.2.The four-levels system of Cs Rydberg atoms.

圖3 實驗裝置圖Fig.3.The scheme of experiment setup.

待測的具有線形散射單元的無芯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.微波電場由微波信號發(fā)生器產(chǎn)生,實驗中微波發(fā)射器輸出功率被設(shè)置為0 dBm.通過標(biāo)準增益矩形喇叭天線(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芯RFID標(biāo)簽上.喇叭與銫蒸汽池距離52 cm,滿足微波電場輻射的遠場條件.實驗所使用銫蒸汽池是圓柱形,截面直徑為20 mm,長度為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.實驗被測無芯RFID標(biāo)簽是邊長為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,長度為20 mm,寬度1 mm.標(biāo)簽諧振頻率由線形貼片的長度和介質(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為線形貼片的長度.

實驗中所制作標(biāo)簽的諧振頻率為5.3 GHz,響應(yīng)帶寬約100 MHz.實驗首先測量了無標(biāo)簽時銫蒸汽池中y和z兩個方向的電場強度分布.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.分別對線形散射單元與微波電場極化方向夾角α為0°,45°,90°,135°情況下的線形散射單元的反向散射的場強進行測量.測量中,光束相對于銫蒸汽池中心分別在y,z方向上進行移動,以獲得該線形散射單元的二維空間反向散射場強度.因為兩激光束的最大直徑為494μm,被測微波的波長λMW為5.59 cm,被測微波場二維空間分辨率可達到λMW/12[17?19].

圖4 實驗中標(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 實驗結(jié)果與分析

圖5(a)是實驗獲得的無微波電場作用下的銫里德伯原子EIT效應(yīng)光譜.在頻率為5.366 GHz的微波電場作用下,觀測到EIT光譜發(fā)生了分裂,如圖5(b)所示.實驗中EIT光譜的AT分裂間隔Δf與探測光所在位置處的微波電場強度關(guān)系如(2)式所示[10,11]:

式中EMW為微波射頻電場強度;?為約化普朗克常數(shù);?MW為微波電場的拉比頻率;?MW為微波電場對應(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(2)式可知,可以通過測量EIT-AT分裂光譜的間隔Δf來獲得微波電場的強度值.

實驗中使用的標(biāo)準增益喇叭天線沿?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方向間的夾角為α.反向散射電場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)簽的入射場強,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)射場強成正比,與入射點和發(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EMW(x,y,z)的大小和線形散射單元與入射微波電場的極化方向之間的夾角α以及該位置處入射電場Ei(x,y,z)有關(guān).

圖5 (a)未加微波場情況下的EIT透射峰;(b)微波場作用下的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所示為光束相對于銫蒸汽池中心(被定義為坐標(biāo)原點,坐標(biāo)系如圖3所示),沿z軸前后移動±4 mm范圍,測量間隔為0.5 mm時得到的電場強度分布情況.圖7所示為光束相對于銫蒸汽池中心,沿y軸上下移動±3.5 mm范圍,測量間隔為0.2 mm時電場強度分布的結(jié)果.其中離散點為實驗測量結(jié)果,與之同顏色的實線為利用電磁仿真軟件進行的理論仿真結(jié)果,可以看到實驗結(jié)果與仿真數(shù)據(jù)的變化趨勢基本符合.若標(biāo)簽以不同角度放置在銫蒸汽池后面,其散射場會隨著標(biāo)簽上線形散射單元與入射場的夾角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夾角為0°,其散射場最大,如圖中紅色圓點曲線所示.當(dāng)標(biāo)簽水平放置,即線形散射單元與入射電場夾角為90°,其散射場最小,如圖中綠色三角曲線所示,與無標(biāo)簽時的測量結(jié)果很接近.若標(biāo)簽以45°和135°這兩種放置方式,由于互相對稱,其散射場強的幅度基本上相等,如圖中青色和藍色曲線(點線)所示.同時圖6的結(jié)果顯示,在標(biāo)簽角度為0°,45°和135°時z軸即微波場傳輸方向上場強分布有增加的趨勢.這是由于隨著z軸取值的增加,被測位置更加靠近標(biāo)簽,標(biāo)簽散射場的強度更大,這與無標(biāo)簽時電場分布的測量結(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強的分布.理論擬合計算考慮了入射微波電場在遠場近似下為平面波和標(biāo)簽反射的近場的分布,此時在豎直方向上的電場分布基本不變.而實驗數(shù)據(jù)中在標(biāo)簽角度為45°和135°時有上揚的趨勢,我們認為是射頻標(biāo)簽的反射場與銫蒸汽池壁的相互作用造成,因為銫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,通過對空間中兩個正交方向上的電場分布進行高分辨測量,獲得了具有明顯差異的強度曲線,由此可以通過強度曲線獲得標(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軸前后移動時,標(biāo)簽在不同放置方式下的散射場強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軸上下移動時,標(biāo)簽在不同放置方式下的散射場強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光譜在微波場作用下的AT效應(yīng),利用原子蒸汽池作為傳感器實現(xiàn)了對無芯RFID標(biāo)簽散射場近場場強的空間分布的高分辨測量,同時獲得了亞波長的空間場強分辨率測量以及線形標(biāo)簽與入射微波電場極化方向夾角的有效分辨.本研究對于無芯RFID標(biāo)簽的散射單元的研究和設(shè)計有非常重要的意義.

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