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高超声速类HTV2模型全目标电磁散射特性实验研究

马平 韩一平 张宁 田得阳 石安华 宋强

Wang Xiao-Xiao, Zhang Mei-Ling, Han Yue-Lin, Jia Li-Qun. Mei symmetry and Mei conserved quantity of Nielsen equation in a dynamical system of the relative motion with nonholonomic constraint of Chetaev's type. Acta Phys. Sin., 2012, 61(20): 200203. doi: 10.7498/aps.61.200203
Citation: Wang Xiao-Xiao, Zhang Mei-Ling, Han Yue-Lin, Jia Li-Qun. Mei symmetry and Mei conserved quantity of Nielsen equation in a dynamical system of the relative motion with nonholonomic constraint of Chetaev's type. Acta Phys. Sin., 2012, 61(20): 200203. doi: 10.7498/aps.61.200203

高超声速类HTV2模型全目标电磁散射特性实验研究

马平, 韩一平, 张宁, 田得阳, 石安华, 宋强

Experimental investigation on all-target electromagnetic scattering characteristics of hypervelocity HTV2-like flight model

Ma Ping, Han Yi-Ping, Zhang Ning, Tian De-Yang, Shi An-Hua, Song Qiang
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  • 针对临近空间高超声速飞行器目标探测与识别研究的需求, 开展了高超声速飞行器非均匀等离子体电磁散射特性模拟测量研究. 利用弹道靶设备发射高超声速类HTV2模型形成模拟的超高速复杂外形目标, 弹道靶高精度阴影成像系统和雷达测量系统分别测量高超声速类HTV2模型姿态、全目标C波段/X波段电磁散射特性, 获得了不同实验条件下模型全目标雷达散射截面积(RCS)等实验数据. 研究结果表明: 在不同实验状态下, 包覆等离子体鞘套的高超声速类HTV2模型同一测量波段的RCS差别超过1个数量级, 模型姿态角对包覆等离子体鞘套的高超声速类HTV2模型RCS影响较大, 最大相差1个多数量级; 在给定的实验条件下, 模型尾迹C波段RCS远小于包覆等离子体鞘套的模型RCS, 模型尾迹X波段RCS显著增强; 高超声速类HTV2模型全目标C波段电磁散射能量主要分布在模型及其绕流区域, X波段电磁散射能量主要分布在模型及其绕流区域和等离子体尾迹区域. 根据弹道靶实验条件, 开展了包覆等离子体鞘套的高超声速类HTV2模型电磁散射特性数值仿真, 仿真结果与实验结果之间的最大误差小于4 dB, 验证了本文提出的非均匀等离子体包覆目标电磁散射特性建模方法的有效性.
    According to the requirements for target detection and recognition of hypervelocity vehicles in near space, the simulation and measurement of corresponding electromagnetic scattering characteristics of non-uniform plasma generated by hypervelocity targets are conducted. A numerical calculation method with dynamic plasma parameters is developed and hypervelocity HTV2-like models launched by the ballistic ranges are used to simulate complex shape target flying at a hypervelocity velocity. The high-precision shadow imaging systems and radar measurement systems of the ballistic range are used to measure the model postures, the electromagnetic scattering characteristics of the whole targets and their flow fields in both C band and X band. The experimental measurement results of the radar cross section (RCS) of the models and their flow fields under different experimental conditions are obtained. The results show that the numerical simulation methods of unsteady high-temperature ionized air flow can be used to simulate the unsteady thermal chemical flow fields around the head and body of the simplified hypervelocity HTV2-like flight models. The electromagnetic scattering characteristics of the models and their plasma sheath differ by more than one order of magnitude under different experimental conditions. The total RCS of the model’s wake in the C band is much smaller than that of the model, and the total RCS of the model’s wake in the X band is significantly enhanced. The attitude angles of the models have great influence on their electromagnetic scattering characteristics and their RCSs with different attitude angles can differ by one order of magnitude. The electromagnetic scattering energy of the model in the C band is distributed mainly around the targets and their flow fields surrounding them. The X band electromagnetic scattering energy of the model is distributed mainly in the regions around the targets, surrounding flow fields and the wake flow fields. According to the experimental conditions of the ballistic range, the numerical simulation analyses of the electromagnetic scattering characteristics of the models and flow fields around them are carried out, and the maximum error between simulation and experimental results is less than 4 dB, verifying the effectiveness of the modeling methods of simulating electromagnetic scattering characteristics of non-uniform plasma coated targets.
      PACS:
      81.07.-b(Nanoscale materials and structures: fabrication and characterization)
      81.15.Cd(Deposition by sputtering)
      68.55.-a(Thin film structure and morphology)
      74.25.nd(Raman and optical spectroscopy)
      通信作者: 马平, hbmaping@263.net
    • 基金项目: 国家重点基础研究发展计划(批准号: 2019YFA0405200)和国防预研基金(批准号: 6140416010102)资助的课题
      Corresponding author: Ma Ping, hbmaping@263.net
    • Funds: Project supported by the National Basic Research Program of China (Grant No. 2019YFA0405200) and the National Defense Pre-Research Foundation of China (Grant No. 6140416010102)

    由于在空间光通信、量子纠缠、粒子操控等领域的应用, 光学涡旋已成为近年来的研究热点. 与普通光束相比, 涡旋光束可以携带轨道角动量. 拉盖尔-高斯(L-G)光束就是一种典型的涡旋光束, 其具有螺旋相位结构和环形场强分布, 光束中心的强度为零[1]. L-G光束沿其传播方向携带每光子的轨道角动量, 表示L-G光场的拓扑荷数[2].

    实验表明, 通过交换轨道角动量, L-G光束可以对物体施加扭矩, 包括微观吸附颗粒[3]、介观玻色-爱因斯坦凝聚[4]及亚微米布朗粒子[5]. 2007年, 基于此性质, 拉盖尔-高斯旋转腔系统被提出[6], 该系统由两个用作腔镜的螺旋相位元件构成, 分别为一个固定腔镜和一个围绕腔轴旋转的旋转腔镜(可视为扭摆). 在这种光旋转系统中, 腔模是L-G光, 它携带轨道角动量, 可以与螺旋相位元件交换轨道角动量. 近期人们对此类系统的兴趣逐渐增加, 并做了一些相关研究, 包括旋转腔镜的冷却[6,7]、光场轨道角动量的检测[8,9]、二阶边带效应[10]和纠缠[11,12]. 然而, 据我们所知, 关于L-G光束在拉盖尔-高斯旋转腔中的非互易传输现象至今还未被报道过. 由于光旋转相互作用[13]和光机械相互作用[14,15]之间存在类似的哈密顿量, 光机械相互作用产生的许多效应[16-29], 在拉盖尔-高斯旋转腔中通过与L-G光场轨道角动量的交换也会发生[6-12]. 这为利用光的轨道角动量而不是动量提供了可能性.

    光的传播通常是互易的, 不过实现光学非互易对于构建非对称量子网络极为重要. 光学非互易性描述的是光场从一个方向通过光学系统但是不能沿原路返回的特性. 光学非互易是实现定向放大器、隔离器、循环器的基础[30], 并且需要打破时间反演对称性. 传统上, 非互易传输依赖于施加的偏置磁场 [31], 但这些传统器件通常体积庞大, 与超低损耗超导电路不兼容, 并且需要相当大的磁场. 近年来, 有人利用辐射-压力诱导光力耦合来打破时间反转对称性, 实现光的非互易效应[32-46]. 这一领域已经取得了重要成果, 包括非互易传输和放大[32-34]、非互易单光子效应[35]、非互易慢光[37]等. 文献[38]提出了一种基于具有光增益的光机械系统来实现光场和微波场之间光定向放大的方案, 发现放大方向可以通过调节有效光机耦合之间的相对相位(非互易相位差[46])来控制. 文献[43]给出了由两个光学膜和一个机械模组成的三模光机械系统中的光学非互易响应, 并证明了光学非互易响应是通过调节光机械耦合速率之间的相位差来打破系统的时间反转对称性来实现的. 然而, 通过光旋转耦合来实现携带轨道角动量的涡旋光束的非互易传输还有待进一步研究, 且之前工作在利用光力耦合来实现普通光束的非互易传输时, 都是利用光学模式与机械模式交换动量来实现, 而非交换角动量.

    本文通过在单个拉盖尔-高斯旋转腔中额外加一个固定腔镜来构建双拉盖尔-高斯旋转腔, 并通过光纤将两个腔模线性耦合, 并且用两个强驱动场驱动不同的腔模, 进而研究涡旋光束的非互易传输现象. 将以往通过光与机械振子交换动量来实现普通光束的非互易传输推广到光与旋转腔镜交换角动量来实现涡旋光束的非互易传输. 研究发现, 非互易相位差可以决定涡旋光束非互易传输的产生及方向; 在一定的拓扑荷比值下, 该系统可以实现完美的非互易性; 系统耗散对传输振幅的变化有比较大的影响; 此外, 通过调节非互易相位差, 在该系统中可以实现非互易的慢光效应. 在此系统中的涡旋光束传输的非互易性, 来源于光旋转耦合相互作用和腔模耦合相互作用形成的两条路径之间发生的量子干涉效应.

    图1所示, 本方案考虑了双拉盖尔-高斯旋转腔光旋转系统, 其中3个腔镜均为螺旋相位元件, 其中两个输入腔镜部分透明且刚性固定, 不改变透过它们光束的轨道角动量而会给反射光束增加2122的拓扑荷; 处于中间位置的旋转腔镜是完全反射的, 可以给反射光增加+21+22的拓扑荷, 并可以在支架上绕腔轴z旋转(角平衡位置ϕ0=0); 同时两个腔场通过光纤线性耦合在一起. 两个频率均为ωc, 振幅分别为εcεd的强驱动场分别从两侧注入系统驱动频率为ω0的L-G腔模. 利用一束频率为ωp、振幅为εL(εR)的弱探测场从系统左侧(右侧)入射, 从而检查该光旋转系统相对于左侧(右侧)探测光的响应特性. 在驱动场频率ωc的旋转框架下, 系统的哈密顿量( = 1)可写为

    图 1 双拉盖尔-高斯旋转腔示意图, 两L-G腔场通过光旋转相互作用与中间的旋转腔镜耦合, 振幅为$ {\varepsilon _{\text{c}}} $和$ {\varepsilon _{\text{d}}} $($ {\varepsilon _{\text{L}}} $和$ {\varepsilon _{\text{R}}} $)的强驱动场(弱探测场)分别从两侧入射系统来驱动L-G腔模$ {c_1} $和$ {c_{\text{2}}} $, 同时用光纤将两L-G腔模线性耦合. 旋转腔镜的平衡位置为$ {\phi _{\text{0}}} $, 在扭力作用下的角位移用$ \phi $角表示\r\nFig. 1. Schematic diagram of double Laguerre-Gaussian (L-G) rotational-cavity. The two L-G cavity modes are coupled with a rotating cavity mirror in the middle via the optical rotation interaction. Two strong pump fields (weak probe fields) with amplitudes $ {\varepsilon _{\text{c}}} $ and $ {\varepsilon _{\text{d}}} $ ($ {\varepsilon _{\text{L}}} $ and $ {\varepsilon _{\text{R}}} $) are incident on the system from both sides to drive the L-G cavity modes $ {c_1} $ and $ {c_{\text{2}}} $, and the two L-G cavity modes are linearly coupled with an optical fiber. The equilibrium position of the rotational mirror is $ {\phi _{\text{0}}} $, and the angular displacement is indicated by angle $ \phi $ under the action of the torsion.
    图 1  双拉盖尔-高斯旋转腔示意图, 两L-G腔场通过光旋转相互作用与中间的旋转腔镜耦合, 振幅为εcεd(εLεR)的强驱动场(弱探测场)分别从两侧入射系统来驱动L-G腔模c1c2, 同时用光纤将两L-G腔模线性耦合. 旋转腔镜的平衡位置为ϕ0, 在扭力作用下的角位移用ϕ角表示
    Fig. 1.  Schematic diagram of double Laguerre-Gaussian (L-G) rotational-cavity. The two L-G cavity modes are coupled with a rotating cavity mirror in the middle via the optical rotation interaction. Two strong pump fields (weak probe fields) with amplitudes εc and εd (εL and εR) are incident on the system from both sides to drive the L-G cavity modes c1 and c2, and the two L-G cavity modes are linearly coupled with an optical fiber. The equilibrium position of the rotational mirror is ϕ0, and the angular displacement is indicated by angle ϕ under the action of the torsion.
    H=Δc(c1c1+c2c2)+L2z2I+12Iω2ϕϕ2  +gϕ1c1c1ϕ+gϕ2c2c2ϕ+J(c1c2+c2c1)  +i(εcc1εcc1)+i(εdc2εdc2)  +iεL(c1eiδtc1eiδt)+iεR(c2eiδtc2eiδt)
    (1)

    式中, 第1项表示L-G腔模的自由哈密顿量, 其中c1(c1)c2(c2)为两个腔的湮灭(产生)算符, Δc=ω0ωc为驱动场与腔模的失谐; 第2项和第3项给出了旋转镜的自由哈密顿量, ωϕ, Lzϕ分别为旋转镜的角频率、角动量和角位移, I=MR2/2为旋转镜的转动惯量, 其中MR分别为旋转镜的质量和半径; 第4项和第5项表示L-G腔模与旋转镜的光旋转耦合, 单光子耦合强度分别为gϕ1=c1/Lgϕ2=c2/L, 其中L为两个腔的长度; 第6项表示两个腔模的线性耦合, 其中J为线性耦合强度; 最后4项分别表示强驱动场和弱探测场对腔模的驱动, δ=ωpωc为探测场与驱动场之间的失谐.

    为了方便计算, 设定b=Iωϕ2(ϕ+iIωϕLz)b=Iωϕ2(ϕiIωϕLz)分别表示转动腔镜的湮灭(产生)算符, 系统的哈密顿量可以写为

    H=Δc(c1c1+c2c2)+ωϕbb+(gϕ1c1c1+gϕ2c2c2)(b+b)+J(c1c2+c2c1)+i(εcc1εcc1)+i(εdc2εdc2)+iεL(c1eiδtc1eiδt)+iεR(c2eiδtc2eiδt).
    (2)

    由系统的哈密顿量, 可以写出描述系统的动力学的相关算符的海森伯-郎之万方程:

    ˙c1=[iΔc+κ12+igϕ1(b+b)]c1+εc+εLeiδtiJc2˙c2=[iΔc+κ22+igϕ2(b+b)]c2+εd+εReiδtiJc1˙b=iωmbγϕ2bi(gϕ1c1c1+gϕ2c2c2)
    (3)

    其中κjγϕ分别为两腔和转动腔镜的弛豫速率. 在乘积算符的平均值满足分解假设bcj=bcj且忽略探测场的情况下, 可得到算符的稳态解:

    bs=i(gϕ1|c1s|2+gϕ2|c2s|2)γϕ2+iωϕc1s=(κ22+iΔ2)εciJεdJ2+(κ12+iΔ1)(κ22+iΔ2)c2s=(κ12+iΔ1)εdiJεcJ2+(κ12+iΔ1)(κ22+iΔ2)
    (4)

    其中Δ1,2=Δc+gϕ1,ϕ2(bs+b*s)为L-G腔模和驱动场之间的有效失谐.

    在强驱动场的驱动下, 每个算符可以由其平均值和量子涨落的和表示, 即cj=cjs+δcj, b=bs+δb. 将cjb的表达式代入方程(3), 可以得到线性化的海森伯-郎之万方程:

    δ˙c1=(κ12+iΔ1)δc1igϕ1c1s(δb+δb)+εLeiδtiJδc2δ˙c2=(κ22+iΔ2)δc2igϕ2c2s(δb+δb)+εReiδtiJδc1δ˙b=(γϕ2+iωϕ)δbigϕ1(c1sδc1+c1sδc1)igϕ2(c2sδc2+c2sδc2)
    (5)

    采用变换δbδbeiωϕt, δc1δc1eiΔ1t, δc2δc2eiΔ2t, 则方程(5)为

    δ˙c1=κ12δc1iG1[δbei(ωϕ+Δ1)t+δbei(ωϕΔ1)t]+εLei(δΔ1)tiJδc2ei(Δ1Δ2)tδ˙c2=κ22δc2iG2eiθ[δbei(ωϕ+Δ2)t+δbei(ωϕΔ2)t]+εRei(δΔ2)tiJδc1ei(Δ2Δ1)tδ˙b=γϕ2δbiG1[δc1ei(ωϕΔ1)t+δc1ei(ωϕ+Δ1)t]iG2[eiθδc2ei(ωϕΔ2)t+eiθδc2ei(ωϕ+Δ2)t]
    (6)

    其中G1, G2为两个涡旋腔场与旋转腔镜之间的有效光旋转耦合强度, G1=gϕ1c1s, G2=gϕ2c2seiθ, gϕ1c1sgϕ2c2s之间的非互易相位差θ可以通过驱动场εcεd的相对相位来调节.

    如果每个强驱动场都处于力学红边带(Δ1Δ2ωϕ), 同时旋转镜频率ωϕ远大于有效耦合强度Gj, 方程(6)可以化简为

    δ˙c1=κ12δc1iG1δbiJδc2+εLeixtδ˙c2=κ22δc2iG2eiθδbiJδc1+εReixtδ˙b=γϕ2δbiG1δc1iG2eiθδc2
    (7)

    其中x=δωϕ. 由方程(7)的具体形式, 可以假设方程(7)的解具有下面的形式:

    δc1=δc1+eixt+δc1eixtδc2=δc2+eixt+δc2eixtδb=δb+eixt+δbeixt.
    (8)

    将方程(8)代入方程(7)得

    δc1+=(8G22+2γxκ2x)εL(8G1G2eiθ+4iJγx)εRΩ16iG1G2Jcosθδc2+=(8G21+2γxκ1x)εR(8G1G2eiθ+4iJγx)εLΩ16iG1G2Jcosθb+=(4iG1κ2x+8G2Jeiθ)εL+(8G1J+4iG2κ1xeiθ)εR16iG1G2JcosθΩ
    (9)

    其中γx=γ2ix, κjx=κj2ix, Ω=4G22κ1x+4G21κ2x+4J2γx+κ1xκ2xγx.

    为了研究涡旋光束传输的非互易性, 需要得到εoutLεoutR. 根据输入输出关系[47,48]

    εoutL+εinLeixt=κ1δc1εoutR+εinReixt=κ2δc2
    (10)

    其中εinL, R=εL, R/κ1κ2, 输出场具有δc1=δc1+eixt+δc1eixtδc2=δc2+eixt+δc2eixt的形式, 由方程(9)和方程(10)得

    εoutL + =κ1δc1+εL/κ1εoutR + =κ2δc2+εR/κ2εoutL=0  εout=0.
    (11)

    本文定义T12(T21)为入射腔c1(c2)的探测场通过系统后输出时的传输振幅, 根据(9)式和(11)式计算得

    T12=TLR=|εoutR+εinL|εinR=0=κ1κ2(8G1G2eiθ+4iJγx)Ω16iG1G2JcosθT21=TRL=|εoutL+εinR|εinL=0=κ1κ2(8G1G2eiθ+4iJγx)Ω16iG1G2Jcosθ.
    (12)

    本节将详细说明在双拉盖尔-高斯旋转腔系统中非互易相位差θ、涡旋光束所携带拓扑荷和系统耗散对传输振幅的影响. 首先讨论非互易相位差θ对传输振幅的影响.

    图2给出传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)在不同非互易相位差θ下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出, 相位差θ对涡旋光束传输有比较大的影响, 在θ = 0时, 探测场在两个方向上的传输是互易的, 但当θ0探测场的传输会呈现明显的非互易性. 观察图2(b)图2(e)可以发现, 非互易现象会出现在共振点及附近, 还可以发现相位差的正负可决定非互易的方向(θ<0时, T21>T12; 而θ>0时, T21<T12). 当θ=±π /4时, 非互易性在x=0.4κ处呈现的最明显. 当θ=±π /2时, 系统可以在共振处(x=0)呈现完美的涡旋光束非互易传输(T12=0T21=1, 或T12=1T21=0). 由(12)式也可以看出, 当θ=nπ 时, T12=T21, 涡旋光束传输呈现互易性, 而当θnπ 时, T12T21, 即涡旋光束的传输是非互易的. 实际上, 这里的涡旋光束的非互易传输主要源于光子不同传输路径之间的量子干涉作用. 为了更清楚地展示更多非互易相位差对传输振幅的影响, 图2(f)给出了传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)随非互易相位差θ的演化.

    图 2 传输振幅$ {T_{12}} $(红色实线)和$ {T_{21}} $(蓝色虚线)在不同非互易相位差$ \theta $下随标准化失谐$ x/{\kappa _1} $的演化 (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. (f)在标准化失谐为零(x = 0)时, 传输振幅$ {T_{12}} $(红色实线)和$ {T_{21}} $(蓝色虚线)随非互易相位差$ \theta $的演化. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $,  $ {G_i} = \sqrt {{\kappa _i}\gamma } /2 $, $ J = \sqrt {{\kappa _1}{\kappa _2}} /2 $.\r\nFig. 2. Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red solid line) and $ {T_{21}} $ (blue dotted line) versus normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. (f) Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red solid line) and $ {T_{21}} $ (blue dotted line) versus nonreciprocal phase difference with $ x = 0 $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ {G_i} = \sqrt {{\kappa _i}\gamma } /2 $, $ J = \sqrt {{\kappa _1}{\kappa _2}} /2 $.
    图 2  传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)在不同非互易相位差θ下随标准化失谐x/κ1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2. (f)在标准化失谐为零(x = 0)时, 传输振幅T12(红色实线)和T21(蓝色虚线)随非互易相位差θ的演化. 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, Gi=κiγ/2, J=κ1κ2/2.
    Fig. 2.  Transmission amplitudes T12 (red solid line) and T21 (blue dotted line) versus normalized detuning x/κ1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2. (f) Transmission amplitudes T12 (red solid line) and T21 (blue dotted line) versus nonreciprocal phase difference with x=0. Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, Gi=κiγ/2, J=κ1κ2/2.

    接下来讨论系统耗散对涡旋光束传输非互易性的影响. 为不失一般性, 取非互易相位差θ=π /2. 图3(a)图3(b)给出了传输振幅T12T21在旋转腔镜的不同耗散率γ下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出在共振点(x = 0)附近, 随着旋转镜耗散率γ增加, 从腔c1到腔c2的传输振幅T12 = 1保持不变, 而从腔c2到腔c1的传输振幅T21呈现出明显的变化, 显示出先降低后增加的趋势. 当旋转镜耗散率γ = κ1 = 1时, 涡旋光束的传输非互易性达到最佳(T12=1, T21=0, 在共振点处).

    图 3 (a)传输振幅$ {T_{12}} $和(b)传输振幅$ {T_{{\text{21}}}} $作为标准化失谐$ x/{\kappa _1} $和旋转镜与腔$ {c_1} $耗散比$ \gamma /{\kappa _1} $的函数; (c)传输振幅$ {T_{12}} $和(d)传输振幅$ {T_{{\text{21}}}} $作为标准化失谐$ x/{\kappa _1} $和腔$ {c_2} $与腔$ {c_1} $耗散比$ {\kappa _2}/{\kappa _1} $的函数. 其他参数为$ \theta  = {\text{π }}/2 $, $ {\kappa _1} = 1 $, $ {G_1} = {G_2} = J = 1/2 $\r\nFig. 3. (a) Transmission amplitude $ {T_{12}} $ and (b) transmission amplitude $ {T_{21}} $ as a function of the normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ and the dissipation ratio $ \gamma /{\kappa _1} $ of rotating mirror to cavity $ {c_1} $; (c) transmission amplitudes $ {T_{12}} $ and (d) transmission amplitudes $ {T_{21}} $ as a function of the normalized detuning $ x/{\kappa _1} $ and the dissipation ratio $ {\kappa _2}/{\kappa _1} $ of cavity $ {c_2} $ to cavity $ {c_1} $. Other parameters are $ \theta  = {\text{π }}/2 $, $ {\kappa _1} = 1 $, $ {G_1} = {G_2} = J = 1/2 $.
    图 3  (a)传输振幅T12和(b)传输振幅T21作为标准化失谐x/κ1和旋转镜与腔c1耗散比γ/κ1的函数; (c)传输振幅T12和(d)传输振幅T21作为标准化失谐x/κ1和腔c2与腔c1耗散比κ2/κ1的函数. 其他参数为θ=π /2, κ1=1, G1=G2=J=1/2
    Fig. 3.  (a) Transmission amplitude T12 and (b) transmission amplitude T21 as a function of the normalized detuning x/κ1 and the dissipation ratio γ/κ1 of rotating mirror to cavity c1; (c) transmission amplitudes T12 and (d) transmission amplitudes T21 as a function of the normalized detuning x/κ1 and the dissipation ratio κ2/κ1 of cavity c2 to cavity c1. Other parameters are θ=π /2, κ1=1, G1=G2=J=1/2.

    图3(c)图3(d)给出了传输振幅T12T21在腔c2的不同耗散率下随标准化失谐x/κ1的演化. 可以看出, 在共振点(x = 0)附近, 随着腔c2耗散率κ2增加, 从腔c2到腔c1的传输振幅T21 = 0保持不变, 而从腔c1到腔c2的传输振幅T12呈现逐渐减小的趋势. 当腔c2耗散率κ2 = κ1 = 1时, 涡旋光束传输的非互易性达到最佳(T12=1, T21=0, 在共振点处). 所以对于涡旋光束的非互易传输来说, 腔场c2的耗散不是越低越好.

    接下来讨论两个涡旋光场所携带拓扑荷比值2/1对传输振幅的影响. 通常, 涡旋光场所携带拓扑荷实际上会影响旋转腔镜与L-G腔模的耦合强度. 为了方便, 这里通过调节驱动场振幅εcεd的大小从而使得拓扑荷比2/1与有效耦合强度比G2/G1相等. 图4(a)图4(f)给出了在标准化失谐x = 0时传输振幅T12T21在不同的非互易相位差下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化. 可以发现, 当θ=0θ=π 时, 拓扑荷的比值对传输振幅T12T21的影响是相同的, 即系统对涡旋光束的传输呈现互易性. 当θ=±π /4θ=±π /2时, 系统对涡旋光束传输呈现明显的非互易性. 当θ=±π /4时, 随着拓扑荷比值的增加, 传输振幅T12T21的变化趋势是相同的, 且是偶对称, 但相同拓扑荷比值所对应的传输振幅T12T21是不同的, 在拓扑荷比值为±1处的非互易性是最好的. 当θ=±π /2时, 随着拓扑荷比值的增加, 传输振幅T12仍呈现关于拓扑荷比值等于0处的对称性, 但此时传输振幅T21保持为0不变. 在拓扑荷比值为±1处, 系统对涡旋光束传输可以呈现完美的非互易性(T12=0T21=1, 或T12=1T21=0). 此外, 拓扑荷的正负代表涡旋光矢量的旋转方向, 根据涡旋光矢量的旋转方向可以将涡旋光束分为左旋涡旋光束和右旋涡旋光束. 从图4(d)图4(e)可以了解到涡旋光束想要呈现完美的非互易性与涡旋光束的左、右旋无关, 只要保证|2/1| = 1.

    图 4 传输振幅$ {T_{12}} $(红色圆圈)和$ {T_{21}} $(蓝色圆圈)在不同非互易相位差$ \theta $下随两个涡旋光场所携带拓扑荷之比$ {\ell _2}/{\ell _1} $的演化 (a) $\theta  =   0$; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $; (f) $ \theta  = {\text{π }} $. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $\r\nFig. 4. Transmission amplitudes $ {T_{12}} $ (red circle) and $ {T_{21}} $ (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields $ {\ell _2}/{\ell _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b)$ \theta  =  - {\text{π }}/4 $; (c)$ \theta  = {\text{π }}/4 $; (d) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (e) $ \theta  = {\text{π }}/2 $; (f) $ \theta  = {\text{π }} $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $.
    图 4  传输振幅T12(红色圆圈)和T21(蓝色圆圈)在不同非互易相位差θ下随两个涡旋光场所携带拓扑荷之比2/1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /4; (c) θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2; (f) θ=π . 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ
    Fig. 4.  Transmission amplitudes T12 (red circle) and T21 (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields 2/1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b)θ=π /4; (c)θ=π /4; (d) θ=π /2; (e) θ=π /2; (f) θ=π . Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ.

    在腔系统中, 光的群延迟是描述光群速度的一个重要指标, 首先介绍群延迟的定义, 即[49,50]

    τij=dΘ21(12)dωp,
    (13)

    其中Θ21(12)是在频率为ωp下输出场c1c2(c2c1)的相位, 群延迟τij<0对应快光, τij>0对应慢光.

    图5(a)图5(c)给出了针对涡旋光束所对应的群延迟τ12τ21在不同的非互易相位差下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化. 在θ=0时群速度是互易的且关于拓扑荷比值偶对称. 在θ=±π /2时, 系统可以呈现明显的非互易慢光效应, 且相位的变化可以影响非互易慢光的群延迟的变换. 随着拓扑荷比值的增加, τ12τ21均呈现先增大后减小的趋势且关于拓扑荷比值偶对称, 但群延迟的差值(τ12τ21τ21τ12)一直保持不变.

    图 5 群延迟$ {\tau _{12}} $(红色圆圈)和$ {\tau _{21}} $(蓝色圆圈)在不同非互易相位差$ \theta $下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比$ {\ell _2}/{\ell _1} $的演化 (a) $\theta  =  0$; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. 其他参数为$ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $\r\nFig. 5. Group delay $ {\tau _{12}} $ (red circle) and $ {\tau _{21}} $ (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields $ {\ell _2}/{\ell _1} $ under different nonreciprocal phase difference: (a) $ \theta  = 0 $; (b) $ \theta  =  - {\text{π }}/2 $; (c) $ \theta  = {\text{π }}/2 $. Other parameters are $ {\kappa _1} = 1 $, $ {\kappa _2} = 1 $, $ \gamma  = 1 $, $ J = 2{G_1}{G_2}/\gamma $.
    图 5  群延迟τ12(红色圆圈)和τ21(蓝色圆圈)在不同非互易相位差θ下随两个涡旋光场所携带拓扑荷比2/1的演化 (a) θ=0; (b) θ=π /2; (c) θ=π /2. 其他参数为κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ
    Fig. 5.  Group delay τ12 (red circle) and τ21 (blue circle) with ratio of topological charges carried by two vortex optical fields 2/1 under different nonreciprocal phase difference: (a) θ=0; (b) θ=π /2; (c) θ=π /2. Other parameters are κ1=1, κ2=1, γ=1, J=2G1G2/γ.

    最后, 根据目前的实验进展, 对本文使用的系统方案的可行性进行了讨论. 本文讨论的双拉盖尔-高斯旋转腔系统是在文献[6]提出的由两个螺旋相位元件所构成的拉盖尔-高斯旋转腔的基础上, 添加一个固定的螺旋相位元件所实现的. 通过三个螺旋相位元件作为腔镜来组成两个光腔, 并且用光纤将两个光腔线性耦合. 其中, 两个输入腔镜FM1和 FM2为部分透明且被刚性固定, 不会改变透射光束的轨道角动量但会给反射光束增加2122的拓扑荷, 这一效应已经被实验观测到[51]. 另外, 处于中间位置的旋转腔镜RM是完全反射的, 可以给反射光增加+21+22的拓扑荷[6]. 随着纳米技术的发展, 螺旋相位元件可以利用超精密点金刚石车削机床直接加工铝盘表面得到[6,52]. 利用螺旋相位元件的反射和透射可以改变激光光束的方位结构, 进而改变其携带的拓扑荷的值. 拓扑荷依赖于螺旋相位元件的结构, 通过将螺旋相位元件的方位角坡道划分为离散的阶跃并控制阶跃高度和旋向, 可以设计出具有特定拓扑荷的涡旋光场[6,53]. 最近实验已经可以通过螺旋相位元件产生携带拓扑荷高达1000的L-G光束[54]. 对于本工作, 若想实现理想的涡旋光隔离器, 就需要在本系统中实现涡旋光束的完美非互易性, 即涡旋光束的单向传输. 在理论分析中得到, 若要呈现完美的非互易涡旋光束传输, 需要保证|2/1| = 1, 因此这里的涡旋光束所携带的拓扑荷需是可以调节的. 在实验上, 可以通过调整旋转腔镜两侧的阶跃高度和旋向来实现. 另外, 理论分析中得到非互易相位差对涡旋光束的非互易传输有着重要影响, 而非互易相位差的改变在实验上可以通过调节两个强驱动激光场εcεd的相对相位来实现[45]. 值得强调的是, 本文所构建的系统在实验实现时需要较高精细度的光腔, 在光腔的精细度比较低时, 在该系统所要探究相关现象会不明显[53].

    本文研究了涡旋光束在双拉盖尔-高斯旋转腔系统中的非互易传输. 将以往大多在光机械系统中研究的普通光束的非互易性推广到在光旋转系统中研究携带轨道角动量的涡旋光束传输的非互易性. 系统中, 光旋转耦合作用以及光纤的线性耦合作用提供的两条路径, 从而可以产生量子干涉. 首先, 研究了非互易相位差对传输振幅的影响, 发现相位差可以决定涡旋光束非互易性的发生及方向. 然后, 在相位差θ=π /2时, 研究了系统耗散对传输振幅的影响, 分析了涡旋光束实现完美的非互易传输时系统的耗散应该满足的条件. 接下来, 分析了涡旋光束携带的拓扑荷比值对系统非互易性的影响, 探究了实现涡旋光束完美的非互易传输时拓扑荷比值应该满足的条件, 发现涡旋光的左、右旋不会对传输产生影响. 拓扑荷对光传输产生影响, 主要是因为涡旋光束携带的拓扑荷数会影响旋转腔镜与腔模的耦合强度. 最后, 分析了该系统产生的非互易的慢光效应. 这些研究成果可用于设计针对携带轨道角动量的涡旋光束的理想光隔离器, 有望应用于光通信等领域.

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  • 图 1  弹道靶高超声速类HTV2模型RCS测量实验方案

    Fig. 1.  Experiment setup of electromagnetic scattering characteristics measurement for the simplified hypervelocity HTV2 flight model in the ballistic range.

    图 2  弹道靶高超声速类HTV2模型及弹托

    Fig. 2.  Simplified model of the hypervelocity HTV2 and its bracket in the ballistic range.

    图 3  模型与基准线相对位置关系

    Fig. 3.  Position of the model relative to the base line.

    图 4  雷达测量系统在弹道靶微波暗室中的布置示意图

    Fig. 4.  Layout of the radar system in microwave anechoic chamber of the ballistic range.

    图 5  图像坐标系

    Fig. 5.  Image of coordinate system.

    图 6  数字相机坐标系

    Fig. 6.  Coordinate system of digital camera.

    图 7  高超声速类HTV2模型高精度阴影照片(11.2 kPa, 5.0 km/s) (a) 水平; (b) 垂直

    Fig. 7.  High precision shadow photos of the simplified hypervelocity HTV2 models (11.2 kPa, 5.0 km/s): (a) Horizontal photograph; (b) vertical photograph.

    图 8  高超声速类HTV2模型C波段全目标RCS分布测量结果

    Fig. 8.  Distributive measurement results of the C band full target RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity.

    图 9  高超声速类HTV2模型X波段全目标RCS分布测量结果

    Fig. 9.  Distributive measurement results of the X band full target RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity.

    图 10  FDTD计算中的角度定义

    Fig. 10.  Image of angle definition in FDTD calculation.

    图 11  高超声速类HTV2弹道靶模型及其等离子体鞘套X波段的RCS数值计算结果, 虚线为类HTV2本体RCS

    Fig. 11.  Comparisons between numerical simulations and experiment results of the X band RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity and its plasma sheaths. The dashed line is the RCS of the simplified HTV2 models.

    图 12  高超声速类HTV2弹道靶模型及其等离子体鞘套C波段的RCS数值计算结果

    Fig. 12.  Comparisons between numerical simulations and experiment results of the C band RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity and its plasma sheaths. The dashed line is the RCS of the simplified HTV2 models.

    表 1  弹道靶高超声速球模型全目标RCS实验测量结果与数值计算结果对比

    Table 1.  Comparison between measurement and numerical results of the RCS of the ball models flying at hypervelocity.

    实验状态 球模型及其等离子体鞘套套RCS/dBsm 尾迹RCS/dBsm
    压力/kPa速度/(km·s–1)测量实验值计算结果实验测量值计算结果
    4.25.0 –31.40–31.31 –52.10–50.63
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    表 2  高超声速类HTV2模型C波段全目标RCS实验测量结果

    Table 2.  Measurement results of the C band full target RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity.

    实验状态模型姿态高超声速类HTV2模型全目标RCS实测结果/dBsm
    速度/(km·s–1)压力/kPa俯仰角/(°)偏航角/(°)滚转角/(°)模型全目标总RCS本体及绕流场RCS尾迹RCS
    5.07.622.435.18103.655.915.90–18.83
    5.08.8–1.8514.79–107.27–4.19–4.27–21.57
    5.010.4–7.15–2.1069.40–2.61–2.72–18.75
    5.015.36.02–10.1–109.071.901.87–19.79
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    表 3  高超声速类HTV2模型X波段全目标RCS实验测量结果

    Table 3.  Measurement results of the X band full target RCS of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity.

    实验状态模型姿态高超声速类HTV2模型全目标RCS实测结果/dBsm
    速度/(km·s–1)压力/kPa俯仰角/(°)偏航角/(°)滚转角/(°)模型全目标总RCS本体及绕流场RCS尾迹RCS
    4.08.5–17.0023.006.80–8.75–8.76–35.56
    5.06.67.50–11.00108.281.051.05–30.70
    5.08.218.9317.11109.95–2.92–3.44–12.43
    5.011.64.03–3.25107.73–3.63–3.94–15.23
    5.014.8–7.009.1070.93–5.99–9.36–8.68
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    表 4  高超声速类HTV2模型不同波段RCS的FDTD方法数值模拟结果与弹道靶实验测量结果的对比

    Table 4.  Various bands RCS comparisons between FDTD simulations and experiment results of the simplified HTV2 models flying at hypervelocity.

    测量波段实验状态姿态角/(°)模型及等离子体鞘套总RCS
    压力/kPa速度/(km·s–1)俯仰角偏航角滚转角测量/dBsm计算/dBsm误差/dB
    X8.25.018.9317.11109.95–3.30–1.511.79
    C10.45.0–7.15–2.1069.40.733.142.41
    X11.65.04.03–3.25107.73–3.94–5.201.26
    X14.85.0–7.009.1070.93–9.26–6.013.35
    下载: 导出CSV
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出版历程
  • 收稿日期:  2021-10-13
  • 修回日期:  2021-12-05
  • 上网日期:  2022-01-26
  • 刊出日期:  2022-04-20

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