南京师范大学物理科学与技术学院
高等学校物理学本科指导性专业规范-南京师范大学物理科学与技术学院
四、物理学本科专业的培养规格
物理学本科专业学制为四年, 学生在完成相关课程学习并满足规定的各项基本要求后可授予理学学 士学位。
应该学习的基本理论、基本技能和基本应用等方面。不同层次的学校可以在这个最低要求的基础上增加 各校的要求, 制定相应的教学质量标准, 以符合各自的办学定位, 体现特色。为了有利于各个高校自主办 学, 在专业方向的设置上, 本规范未作具体规定, 各校可根据自己的办学定位、专业特色和社会对人才知 识结构的需求自行确定。 2. 基本原则
五、物理学本科专业的教学内容
物理学本科专业人才培养的教育内容及知识结构的总体框架由通识教育、专业教育和综合教育三大 部分构成, 如图 1 所示。
图 1 物理学专 业本科人才培养的教育内容
本规范主要涉及物理学本科的专业教育内容。通识教育和综合教育内容按照教育部和学校有关要 求实施。 1. 物理学本科专业知识体系
三、物理学本科专业的培养目标
物理学本科专业教育主要是为从事物理学及相关学科前沿问题的研究和教学的专业人才打下基础, 同时也培养能将物理学应用于技术和社会各个领域的复合型、综合性人才。经过四年的专业学习和训 练, 学生具备在物理学及相关学科进一步深造的基础, 或适应毕业后从事研究、教学、技术应用和管理等 方面工作的要求。
4
物理与工程 V ol. 21 No. 4 2011
层次微观结构和运动的基本规律, 宇宙大尺度结构及运动的基本规律, 凝聚态物质和复杂系统的内部结 构、内部运动的基本规律及宏观量子效应。
2019年南京师范大学研究生朱敬文奖助学金评选结果
化学与材料科学学院
王巧巧
朱敬文普通奖学金
60
化学与材料科学学院
高源
朱敬文普通奖学金
61
化学与材料科学学院
辛旋旋
朱敬文普通奖学金
62
生命科学学院
刘仁绿
朱敬文普通奖学金
63
生命科学学院
张振华
朱敬文普通奖学金
64
生命科学学院
孙凯
朱敬文普通奖学金
65
生命科学学院
侯欣颖
朱敬文普通奖学金
66
生命科学学院
朱华
乔曼
朱敬文特别奖学金
8
生命科学学院
孙运菲
朱敬文特别奖学金
9
商学院
曹文文
朱敬文特别奖学金
10
文学院
王少帅
朱敬文特别奖学金
11
地理科学学院
李龙
朱敬文特别奖学金
12
环境学院
李一鸣
朱敬文特别奖学金
13
电气与自动化工程学院
李闯
朱敬文特别奖学金
14
能源与机械工程学院
陆宏杰
朱敬文特别奖学金
15
文学院
位俊达
朱敬文普通奖学金
75
音乐学院
吴怡垚
朱敬文普通奖学金
76
体育科学学院
李冲
朱敬文普通奖学金
77
体育科学学院
张学桐
朱敬文普通奖学金
78
美术学院
薛渊
朱敬文普通奖学金
79
美术学院
王帅
朱敬文普通奖学金
80
美术学院
金晨鹭
朱敬文普通奖学金
81
美术学院
郎少奇
2009年南京师范大学录取分数统计
动画
文689
艺术设计（陶瓷艺术设计）
文730
浙江
美术学(师范)
文709
艺术设计
理746
动画
文659
摄影
文625
音乐表演
文254（专业），理254（专业）
音乐学（师范）
文255（专业）
艺术设计（陶瓷艺术设计）
文650
安徽
广播电视编导
696
艺术设计
729
美术学(师范)
695
动画
717
艺术设计（陶瓷艺术设计）
环境工程
359
专业名称前加“▲”标记的为本二批次录取的专业。所有普通类分数均含等级加分
热能与动力工程（能源与环境）
359
▲建筑环境与设备工程（暖通空调）
345
国际文化教育学院
对外汉语（2年英语2年对外汉语）
370
2009年南京师范大学普通类录取分数线
省份
文科
录取线
理科
录取线
文科
省控线
理科
省控线
文科高于
省线分数
理科高于
省线分数
北京市
547
509
532
501
15
8
上海市
472
461
471
455
1
6
天津市
535
515
511
502
24
13
重庆市
560
557
546
557
14
0
河北省
564
586
539
569
25
17
内蒙古
502
515
南京师范大学 博士优先导师名单
专业名称 语言学及应用语言学 汉语言文字学 汉语言文字学 中国古代文学 中国现当代文学 中国现当代文学 新闻学 伦理学 马克思主义基本原理 法学理论 法学理论 教育学原理 高等教育学 职业技术教育学 数学 数学 数学 数学 理论物理 物理电子学 物理电子学 化学 化学 动物学 微生物学 细胞生物学 细胞生物学 生态学 自然地理学 人文地理学 地图学与地理信息系统 地图学与地理信息系统 地图学与地理信息系统 地图学与地理信息系统 地图学与地理信息系统
学院 文学院 文学院 文学院 文学院 文学院 文学院 新闻与传播学院 公共管理学院 公共管理学院 法学院 法学院 教育科学学院 教育科学学院 教育科学学院 数学科学学院 数学科学学院 数学科学学院 数学科学学院 物理科学与技术学院 物理科学与技术学院 物理科学与技术学院 化学与材料科学学院 化学与材料科学学院 生命科学学院 生命科学学院 生命科学学院 生命科学学院 生命科学学院 地理科学学院 地理科学学院 地理科学学院 地理科学学院 地理科学学院 地理科学学院 地理科学学院
序号 1 2 3 4 5 6 7 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
学院代码 001 001 001 001 001 001 002 003 003 004 004 006 006 006 009 009 009 009 010 010 010 011 011 012 012 012 012 012 013 013 013 013 013 013 013
36 37 38 39 40
013 013 014 016 023
地理科学学院 地理科学学院 音乐学院 美术学院 心理学院
国内教育技术学博硕士点统计
国内教育技术学博硕士点统计> 目前全国共有８２个教育技术硕士点，９个教育技术博士点，3个博士后流动站，2个国家级重点学科。
国家级重点学科：北京师范大学华南师范大学教育技术博士点：北京师范大学东北师范大学华东师范大学华南师范大学华中师范大学南京师范大学西北师范大学西南大学浙江大学教育技术硕士点：北京市（7 个）：北京大学（教育学院）清华大学（人文社会科学学院）北京师范大学（信息科学学院）首都师范大学（教育技术系）北京邮电大学（网络教育学院）北京交通大学（计算机与信息技术学院）北京理工大学（继续教育暨现代远程教育学院）天津市（3 个）：天津师范大学（计算机与信息工程学院）天津师范大学（计算机与信息工程学院）天津工程师范学院（计算机系）河北省（4 个）：河北大学（教育科学学院）河北师范大学（信息技术学院）石家庄铁道学院（计算机与信息工程分院）石家庄陆军指挥学院（不区分院系所）山西省（1 个）：山西师范大学（教育技术与传媒学院）内蒙古（1 个）：内蒙古师范大学（传媒学院）黑龙江省（2 个）：哈尔滨师范大学（教育科学学院）大庆石油学院（计算机与信息技术学院）吉林省（3 个）：东北师范大学（传媒科学学院）东北师范大学（理想信息技术研究院）吉林大学（高等教育研究所）辽宁省（3 个）：辽宁师范大学（计算机与信息技术学院）沈阳师范大学（教育技术学院）渤海大学（教育学院）上海市（6个）：华东师范大学（教育信息技术学系）上海师范大学（数理信息学院）第二军医大学（训练部）上海外国语大学（不区分院系所）上海交通大学（现代远程教育研究中心）同济大学（物理系）江苏省（8个）：南京大学（公共管理学院）东南大学（学习科学研究中心）东南大学（继续教育学院）南京邮电大学（传媒技术学院）南京师范大学（教育科学学院）南京师范大学（物理科学与技术学院）徐州师范大学（信息传播学院）扬州大学（新闻与传媒学院）浙江省（4个）：浙江大学（教育学院）浙江工业大学（教育科学与技术学院）浙江师范大学（教师教育学院）宁波大学（教师教育学院）安徽省（2个）：中国科学技术大学（科技传播与科技政策系）安徽师范大学（教育科学学院）福建省（1个）：福建师范大学（教育科学与技术学院）江西省（3个）：江西师范大学（传播学院）南昌大学（教育学院）江西财经大学（用友软件学院）山东省（4 个）：山东师范大学（传播学院）曲阜师范大学（信息技术与传播学院）曲阜师范大学（印刷学院）聊城大学（传媒技术学院）河南省（4 个）河南大学（教育科学学院）河南大学（计算机与信息工程学院）河南师范大学（物理与信息工程学院）解放军外国语学院（基础部）湖北省（2 个）：华中师范大学（信息技术系）华中师范大学（教育信息技术工程研究中心）湖南省（3 个）：中南大学（现代教育技术中心）湖南师范大学（教育科学学院）国防科学技术大学（信息系统与管理学院）广东省（4 个）：华南师范大学（教育信息技术学院）华南理工大学（政治与公共管理学院）中山大学（教育学院）深圳大学（师范学院）广西壮族自治区（２个）：广西师范大学（教育科学学院）广西师范学院（物理与电子信息科学系）重庆市（1个）：西南大学（西南民族教育与心理研究中心）四川省（4 个）：西南交通大学（软件学院）四川师范大学（计算机科学学院）西南科技大学（计算机科学与技术学院）西华师范大学（教育科学与技术学院）云南省（3 个）：云南大学（工程技术研究院）云南师范大学（现代教育技术中心）云南师范大学（计算机科学与信息技术学院）陕西省（6 个）：西北大学（现代教育技术中心）西安交通大学（人文与社会科学学院）西北工业大学（电子信息学院）西安电子科技大学（计算机学院）陕西师范大学（新闻与传播学院）第四军医大学（训练部）甘肃省（1个）：西北师范大学（教育技术与传播学院）。
走近物理 走进物理 走出物理
走近物理走进物理走出物理——刘炳昇基础物理教育思想探微1史献计2许志（1南京沿江工业开区教研室2南京市教研室江苏南京）内容提要：刘炳昇教授系南京师范大学物理科学与技术学院教授、博士生导师，主要从事科学教育与物理实验教学研究，是江苏省中学物理教育教学领军人物。
对刘老的物理教育思想的研究与探索，将会为中学物理教育教学工作带来理念上的更新与促进中学物理课程改革的发展，提升教师物理教学专业水平提供参考。
关键词：刘炳昇物理实验走近走进走出基础物理教育界在谈到刘炳昇教授时的第一句话往往是“他是搞实验的”。
事实上，刘老也确实是走到哪里实验做到哪里。
然而，这种“做”的行为背后究竟隐蔽着怎样的物理教育教学思想呢？这是基础物理教育工作值得思考的问题。
江苏省教研室在叶兵先生的倡导之下，对此种现象进行了研究。
该项研究是全面的、深层次的、多方位的，从研究中，人们发现了刘炳昇教授的基础物理教育思想的精髓——以“实验”（有时刘炳昇教授称之为“活动”1）为手段来呈现物理学习素材，把学生带近物理的地缘；以“实验”为资源来呈现物理过程，把学生带进物理的天地；以“实验”为思维对象呈现物理科学思想，把学生带出物理的局限。
笔者把这种现象归纳为“走近物理、走进物理、走出物理”。
1 走近物理：呈现物理学习素材子曰“知之者不如好之者，好之者不如乐之者2”，由此可知学习的三层境界“知、好、乐”。
物理教育与教学首先要让学生愿意学，其次才是如何学生的问题。
人们常说“兴趣是学习的动力”、“兴趣是学习最好的老师”等。
刘炳昇教授正是秉承这种理念来践行其物理教育思想的。
物理教学之处就得先让学生“爱”上物理，使学生有“走近物理”的意愿，然后才能实施物理教育影响。
记得二十世纪八十年代在南京师范大学物理系学习时，选修了先生的“中学物理实验教学研究”课程时，先生说过“兴趣是产生动机的重要条件，实验是激发学生学习物理兴趣的最佳手段。
”物理实验可以“为学生展现出生动直观的学习情境，它将极大地吸引学生注意，激发学生的学习兴趣和求知欲。
南京师范大学硕士生导师名单
南京师范大学硕士生导师名单一、文学院文艺学何永康*、高小康*、刘梦溪*（文研所）、吴炫*、王臻中*、吴功正*（省社科院）、王长俊、丁晓昌、王恺、刘士林、骆冬青、郭泉语言学及应用语言学李葆嘉*、陈小荷*、肖奚强汉语言文字学董志翘*、马景仑*、刘俐李*、韩陈其、段业辉、沈孟璎、王政红、聂莉娜（南通师院）、孙汝建（南通师院）、连登岗（南通师院）中国古代文学郁贤皓*、陈美林*、钟振振*、程杰*、陈书录*、谢柏梁*、潘百齐*、张采民*、陈少松、王星琦、沈新林、石家宜、吴锦、鲁同群、徐克谦、王青、李忠明、周建忠（南通师院）、胡可先、朱崇才、陆林、马珏平、党银平、王树林（南通师院）中国现当代文学朱晓进*、杨洪承*、徐瑞岳*（徐州师大）、高永年、沈义贞、何言宏、贺仲明比较文学与世界文学汪介之*、许海燕、李志、杨莉馨中国古典文献学赵生群*、黄征*、方向东、何亚南、陈敏杰、江庆柏电影学袁玉琴、张辛勇、刘小林、华明、谢柏梁课程与教学论（中文）吴锦、张中原教育硕士专业学位（语文）朱晓进、张中原、马景仑、何永康、潘百齐、洪宗礼（泰州中学）、鲁同群、朱崇才、张采民、沈新林、孙芳铭（南京一中）、王栋升（南师附中）、姜国定、高永年（兼）、陈书录（兼）二、新闻与传播学院新闻学方晓红、郁炳隆、许永、鄢光让、何永康、崔保国、张留芳、顾理平、李幸、周斌（省新闻出版局）、苏宏元、陈国钧（南医大）、周世康（省广电局）、朱铭佐（扬子晚报社）、李南传播学倪延年、高朝俊、陈正辉、毕一鸣教育技术学李艺*、祝智庭*、张增荣、高荣林、刘小林、杨晓江、郑铿、李培林、王蔚、张舒予-徐皓（省广播电视大学）教育硕士专业学位（现代教育技术）李艺（兼）、祝智庭（兼）、张舒予（兼）、杨晓江（兼）、马良生（省广播电视大学）三、公共管理学院马克思主义理论教育与思想政治教育王小锡*、龚廷泰*、文晓明、盛宇华*、蒋伏心*、何干强、左用章、谢世诚、徐强、朱小玲、金晓瑜（江苏社会科学杂志社）、孙迎光、石斌伦理学王小锡、张之沧、钱焕琦、陈章龙、刘云林、米如群科学社会主义与国际共产主义运动- 文晓明、徐耀新、孙建社、薛龙根、李淑、王立新行政管理赵晖、金太军、王建华、王跃、臧乃康（南通师院）教育硕士专业学位（思政）胡文瑞、谢树平、王建华（兼）、孙迎光、刘云林（兼）、孙建社（兼）、赵仁康（兼）、姚海明（兼）、谢世诚（兼）、钱焕琦（兼）、王跃（兼）、金太军（兼）、王立新（兼）、左用章（兼）、王小锡（兼）四、法学院法学理论公丕祥*、夏锦文*、刘旺洪*、李浩*、龚廷泰、吴增基（转社会学）、李玉生、张国平、庞正、王敏诉讼法学夏锦文、李力、刘敏、眭鸿明、张学军、李浩、李建明宪法学与行政法学刘旺洪、黄和新、韦宝平五、商学院企业管理盛宇华、李晏墅、姚海明、蒋伏心、方志军、王平、沈家模、沈勇、刘飞燕政治经济学蒋伏心、顾士明、赵仁康、姜伟、卜海、许坚、李政军、闻玉银金融学傅康生、吴先满（省社科院）、华桂宏、许崇正六、教育科学学院教育学原理朱小蔓*、吴康宁*、班华*、鲁洁*、金生宏*、陈敬朴、尹宗利、李学农、华党生、王晓柳、朱曦、冯建军课程与教学论杨启亮*、单土尊*、刘炳升*、周志华*、孙庆祝*、顾渊彦*、郝京华、吴永军教育史单中惠* (华东师大)、高谦民、胡金平学前教育学屠美如*、许卓娅*、滕守尧*、唐淑、周兢、刘晓东、虞永平、顾荣芳、孔起英、刘晶波、边霞比较教育学冯增俊*（华南师大）、程晓樵、余强高等教育学周川*（苏州大学）、张培元、张乐天、赵志毅成人教育学缪建东职业技术教育学顾建军基础心理学杨鑫辉*、叶浩生*、余嘉元*、郭本禹*、朱永新*（苏州市政府）、郭亨杰、宋月丽、乔建中、李小平、蔡厚德、张一中、杨韶刚、顾雪英、刘昌、汪凤炎发展与教育心理学傅宏、孙煜明、谭顶良、丁家永、侯春在应用心理学张宁（脑科医院）余嘉元、李小平、顾雪英、赵凯教育经济与管理陈敬朴、笪佐领、李星云、魏所康（省教科院）、张新平、王铁军（省教科院）、彭坤明（省教科院）教育硕士专业学位（教育管理）赵志毅（兼）、王晓柳（兼）、李星云（兼）、高谦民（兼）、张维仪、丁家永（兼）、杨启亮（兼）、陈敬朴（兼）、尹宗利（兼）、吴康宁（兼）、郝京华（兼）、顾建军（兼）、华党生（兼）、李学农（兼）、张新平（兼）、乔建中（兼）、陈良琨（南京一中）、缪建东（兼）、吴永军（兼）、笪佐领（兼）、金生宏（兼）、张乐天（兼）、谭顶良（兼）、周德藩（省教科院）、赵凯、华明友（29中）、余强、胡金平、冯建军、汪凤炎、边霞、徐传德（南京市教育局）七、外国语学院英语语言文学程爱民、高维正、黄和斌、王晓英、王开玉、于忠喜、陈新、傅俊、姚君伟、王娟、邵迎生、罗志强、钱满素、薛家宝（盐城师院）、陈莉萍、司联合、朱婷婷、陈爱敏外国语言学及应用语言学吕俊、顾嘉祖、黄和斌、郭常义、张玉华、朱中都、徐海铭、刘学惠、王冬竹课程与教学论（英语）张伊娜、佘广安、刘慧君比较与世界文学张杰*、傅俊、何宝年-季爱琴、康澄教育硕士专业学位（英语）董正、王景（外国语学校）、朱善萍（外国语学校）、张瑞华、张向阳、王文琴八、社会发展学院专门史(中国经济史) 于琨奇、李天石、经盛鸿、唐文起(省社科院) 、谢世诚、许辉(省社科院)、张连红、张进、吴晓晴、慈鸿飞、姜守明、周裕兴、汤惠生社会学邹农俭、吴亦明、王世军、吴增基、金一虹、叶南客（省社科院）课程与教学论（历史）施和金、刘军、姚锦祥教育硕士专业学位（历史）李天石（兼）、于琨奇（兼）、经盛鸿（兼）、张连红（兼）、朱绍坤（中华中学）九、数学与计算机科学学院基础数学陈怀惠*、方锦暄*、罗定军*、陈永高*、宋永忠*、孙文瑜*、刘一平*、贺伟*、陈北方*、朱作桐、吴正声、杨润生、何建勋、陈二才、张祥、方明亮、高洪俊、董玉君、夏建国、杨明升、崔景安计算数学张明、陈永林、宋永忠、吉根林、孙文瑜、颜世建、宋如顺、朱玉龙、陈金如、张吉慧、韩乔明、杜其奎、傅士太、李芷、张子瑜、窦万峰、张志跃、蒋平（南京市公安局）运筹学与控制论刘一平（南通师院）、周兴和、叶惟寅、宋如顺、孙志人、张学斌、朱庆保、杨纪龙、许宝刚、岳东、孙冀课程与教学论（数学）单土尊*、刘云章、张恩华、马复、涂荣豹、杨泰良、葛军教育硕士专业学位（数学）马复（兼）、涂荣豹（兼）、单尊（兼）、葛军（兼）、杨泰良（兼）、张恩华（兼）、陈永林（兼）、刘云章（兼）、笪希文（金陵中学）、张志朝（前黄中学）、秦洪明（镇江中学）、周敏泽（常州中学）、周兴和十、物理科学与技术学院理论物理陈凌孚、平加仑、须重明、童培庆、杨建军、肖振军、杨双波天体物理黄克谅*、李晓卿*、周洪楠、吴雪君、袁启荣、张航物理电子学王鸣、谭锡林、梁忠诚、华家宁、陈家胜、罗成林、张宁、聂守平、刘国锦、殷奎喜、刘红、王恩荣、黄凤良、高玉、叶永红、柯惟中、申忠宇、方彦军、居荣、赵阳教育技术学刘炳升、周延怀、何捷课程与教学论（物理）刘炳升、陆建隆、陈娴、黄晓琴教育硕士专业学位（物理）刘炳升（兼）、陆建隆（兼）、何捷（兼）、黄晓琴（兼）、陈娴（兼）、岳燕宁（金陵中学）、杨树崤、杨松龄（南师附中）、谈苏庆、周久嶙（南师附中）十一、化学与环境科学学院物理化学陆天虹*、杨春、卢文庆、黄锦凡、李村、蔡称心、赵翰华、周益明、李利、史发年、安学勤、王东新、黄晓华、朱小蕾、赵波、冯玉英、包建春应用化学史保川、薛宽宏、彭盘英、李国栋、孙培培、杨锦飞、杨辉、顾正桂、王炳祥、张茂根、余忠清、肖亚平、蒋亦清（江苏安邦集团）、吴鸣虎（南通师院）、沈涛（南通化学电源工程技术研究中心）、钟文辉、王玉萍课程与教学论、教育硕士专业学位（化学）周志华（兼）、李广洲、马宏佳、孙德泉、陆一鹏（南师附中）、陆真十二、生命科学学院植物学施国新、吴国荣、陈国祥、丁小余、周青、张成武、陈崇顺、张卫明（南京野生植物资源综合利用研究所）、张光富动物学宋大祥*、周开亚*、华元渝*、王义权*、张双全*、黄宇烽*（南京军区总院）、赵清良、陈龙、金哲、常青、孙红英、毛伟平、杨月中（南通师院）微生物学袁生、陆玲、徐旭士、李建宏、陈双林、杨启银、潘道东、马鸿翔（省农科院）、陈育如发育生物学李朝军、殷志敏、李震（上海农科院）、李红霞（南京市妇幼保健院）、王公金（省农科院）细胞生物学张锡然*、施国新*、袁生*、李朝军*、彭永康*（天津师大）、曹祥荣、余多慰、许晓风、程罗根生物化学及分子生物学张双全、邓小昭（南京军区医学研究所）、金邦荃、杨光、王义权、任勇、龚祝南、余书勤水产养殖华元渝、王文、余宁(淡水所)、杨家新、许璞（省海洋研究所）课程与教学论（生物）汪忠教育硕士专业学位（生物）汪忠（兼）、孙红英（兼）、罗明（苏州二中）十三、地理科学学院自然地理学李吉均*、刘泽纯*、张忍顺*、王建*、林振山*、张鹰*、沈冠军*、谢志仁*、汪永进*、沙润、黄震方、张树夫、陶卓民、周春林、王国祥、陈晔人文地理学张小林*、陆玉麒*、倪绍祥*、韩增林*（辽宁师大）、龚建新、李剑波、赵媛、杨山地图学与地理信息系统倪绍祥*、曾志远*、闾国年*、王桥*、周慧珍*（中科院土壤所）、黄家柱、黄克龙、孙在宏、查勇、陈锁忠、蒋建军第四纪地质学谢志仁、汪永进、萧家仪课程与教学论（地理）石高俊、刘树凤、仇奔波、许建国教育硕士专业学位（地理）赵媛（兼）、石高俊（兼）、仇奔波（兼）、沙润（兼）音乐学院音乐学俞子正、司徒壁春、邓小英、有德乡、陈小兵、叶惠芳(南艺返聘)、冯德钢、陈鸿铎、芮伦堡(南艺)、闫爱华(南艺)、忻雅芳、管科亚、曹月、岳峰、朱建萍、刘一心、朱明观、管建华、蒲亨强、张志英教育硕士专业学位（音乐）俞子正（兼）、陈小兵（兼）、张志英、邓林、有德乡（兼）、司徒璧春（兼）、姚晓琴、田康十四、美术学院美术学范景中*、曹意强*、陈传席*、范扬*、尉天池、范保文、黄柔昌、朱敦俭、时卫平、吴可人、刘赦、屠曙光、盛梅冰、王继安、张五力、倪建林、陆越子、吴维佳、毕宝祥、林逸鹏、常汉平、潘金玲、沈启鹏（南通师院）教育硕士专业学位（美术）屠曙光（兼）、范扬（兼）、陈传席（兼）、朱敦俭（兼）、王继安（兼）、陈荣华、罗戟十五、体育科学学院体育教育训练学孙庆祝、顾渊彦、李文辉、蔡建平、周兵、邹玉玲、张子沙、吴澄清、谭明义、周学荣、常生（南通师范学院）、陶于、王竹影、程传银、田雨普课程教学论（体育）、教育硕士专业学位（体育）顾渊彦（兼）、孙庆祝（兼）、李文辉（兼）、周兵（兼）、邹玉玲（兼）、程传银、阿英嘎注:排名不分先后；后标*者为博士生导师此帖是2002年公布的，现在已经有很多变化了。
2018年南京师范大学物理科学与技术学院
2018年南京师范大学物理科学与技术学院推荐免试攻读硕士学位研究生工作实施细则一、本年度推免工作指导思想推荐免试攻读硕士学位研究生工作是提高研究生选拔质量，培养拔尖创新人才的重要保证，是硕士研究生招生工作的重要组成部分。
在推免过程中严格规范管理，加强推免生工作的科学性、规范化和有效性，以考生为本，体现公平、公正、公开、科学的精神，进一步调动广大学生的学习积极性，确保推免生工作顺利进行。
二、本年度学院推免工作领导小组学院推免工作领导小组由组长、副组长、组员与监察组成。
其中院长、书记任组长，本科教学院长、副书记任副组长，各系主任、辅导员和教学秘书任组员。
若出现岗位人员变动，不另发通知说明。
组长：张力发周海忠副组长：朱竹青郭立波邵新一成员：张力发周海忠朱竹青郭立波邵新一平加伦冯少彤徐寅林唐万春张伶俐高蓉监察：赵华三、推免对象及条件1、符合南京师范大学推荐免试攻读硕士研究生的有关规定。
2、诚实守信，学风端正，无任何考试作弊和剽窃他人学术成果记录；品行表现优良，无任何违法违纪受处分记录，无不及格成绩记录。
3、国家大学英语六级考试成绩达到440分。
若专业学习特别优秀，且在省级以上刊物发表专业学术论文或在全国性竞赛中获得三等奖以上奖励者，国家大学英语六级要求及课程成绩的要求可适当放宽，但国家大学英语四级考试成绩必须达到425分并通过学校组织的学位英语水平考试。
4、身体健康，符合教育部颁布的研究生入学体检标准。
5、专业综合测评排序在前列，且能在2019年本科毕业时取得学士学位者。
6、学生一旦被接收为推荐免试研究生，必须与学院签定“放弃参加研究生统考及放弃本科毕业时直接就业”责任书，以利于招生计划（统考）的顺利执行。
四、推免成绩计算及加分办法1、为了保证推荐生的业务质量及推荐工作的公平、公正、公开，除了对学生本科前三年的专业课程进行综合评价外，还将组织专门的主干课程考试。
其中专业综合评价得分按70%计入总分，主干课程考试成绩按30%计入总分，在此基础上加上科研科技奖励分和社会服务奖励分，按总分由高到低排序。
全国高校光学工程排名
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南京师范大学硕士生导师名单
南京师范大学硕士生导师名单一、文学院文艺学何永康*、高小康*、刘梦溪*（文研所）、吴炫*、王臻中*、吴功正*（省社科院）、王长俊、丁晓昌、王恺、刘士林、骆冬青、郭泉语言学及应用语言学李葆嘉*、陈小荷*、肖奚强汉语言文字学董志翘*、马景仑*、刘俐李*、韩陈其、段业辉、沈孟璎、王政红、聂莉娜（南通师院）、孙汝建（南通师院）、连登岗（南通师院）中国古代文学郁贤皓*、陈美林*、钟振振*、程杰*、陈书录*、谢柏梁*、潘百齐*、张采民*、陈少松、王星琦、沈新林、石家宜、吴锦、鲁同群、徐克谦、王青、李忠明、周建忠（南通师院）、胡可先、朱崇才、陆林、马珏平、党银平、王树林（南通师院）中国现当代文学朱晓进*、杨洪承*、徐瑞岳*（徐州师大）、高永年、沈义贞、何言宏、贺仲明比较文学与世界文学汪介之*、许海燕、李志、杨莉馨中国古典文献学赵生群*、黄征*、方向东、何亚南、陈敏杰、江庆柏电影学袁玉琴、张辛勇、刘小林、华明、谢柏梁课程与教学论（中文）吴锦、张中原教育硕士专业学位（语文）朱晓进、张中原、马景仑、何永康、潘百齐、洪宗礼（泰州中学）、鲁同群、朱崇才、张采民、沈新林、孙芳铭（南京一中）、王栋升（南师附中）、姜国定、高永年（兼）、陈书录（兼）二、新闻与传播学院新闻学方晓红、郁炳隆、许永、鄢光让、何永康、崔保国、张留芳、顾理平、李幸、周斌（省新闻出版局）、苏宏元、陈国钧（南医大）、周世康（省广电局）、朱铭佐（扬子晚报社）、李南传播学倪延年、高朝俊、陈正辉、毕一鸣教育技术学李艺*、祝智庭*、张增荣、高荣林、刘小林、杨晓江、郑铿、李培林、王蔚、张舒予-徐皓（省广播电视大学）教育硕士专业学位（现代教育技术）李艺（兼）、祝智庭（兼）、张舒予（兼）、杨晓江（兼）、马良生（省广播电视大学）三、公共管理学院马克思主义理论教育与思想政治教育王小锡*、龚廷泰*、文晓明、盛宇华*、蒋伏心*、何干强、左用章、谢世诚、徐强、朱小玲、金晓瑜（江苏社会科学杂志社）、孙迎光、石斌伦理学王小锡、张之沧、钱焕琦、陈章龙、刘云林、米如群科学社会主义与国际共产主义运动- 文晓明、徐耀新、孙建社、薛龙根、李淑、王立新行政管理赵晖、金太军、王建华、王跃、臧乃康（南通师院）教育硕士专业学位（思政）胡文瑞、谢树平、王建华（兼）、孙迎光、刘云林（兼）、孙建社（兼）、赵仁康（兼）、姚海明（兼）、谢世诚（兼）、钱焕琦（兼）、王跃（兼）、金太军（兼）、王立新（兼）、左用章（兼）、王小锡（兼）四、法学院法学理论公丕祥*、夏锦文*、刘旺洪*、李浩*、龚廷泰、吴增基（转社会学）、李玉生、张国平、庞正、王敏诉讼法学夏锦文、李力、刘敏、眭鸿明、张学军、李浩、李建明宪法学与行政法学刘旺洪、黄和新、韦宝平五、商学院企业管理盛宇华、李晏墅、姚海明、蒋伏心、方志军、王平、沈家模、沈勇、刘飞燕政治经济学蒋伏心、顾士明、赵仁康、姜伟、卜海、许坚、李政军、闻玉银金融学傅康生、吴先满（省社科院）、华桂宏、许崇正六、教育科学学院教育学原理朱小蔓*、吴康宁*、班华*、鲁洁*、金生宏*、陈敬朴、尹宗利、李学农、华党生、王晓柳、朱曦、冯建军课程与教学论杨启亮*、单土尊*、刘炳升*、周志华*、孙庆祝*、顾渊彦*、郝京华、吴永军教育史单中惠* (华东师大)、高谦民、胡金平学前教育学屠美如*、许卓娅*、滕守尧*、唐淑、周兢、刘晓东、虞永平、顾荣芳、孔起英、刘晶波、边霞比较教育学冯增俊*（华南师大）、程晓樵、余强高等教育学周川*（苏州大学）、张培元、张乐天、赵志毅成人教育学缪建东职业技术教育学顾建军基础心理学杨鑫辉*、叶浩生*、余嘉元*、郭本禹*、朱永新*（苏州市政府）、郭亨杰、宋月丽、乔建中、李小平、蔡厚德、张一中、杨韶刚、顾雪英、刘昌、汪凤炎发展与教育心理学傅宏、孙煜明、谭顶良、丁家永、侯春在应用心理学张宁（脑科医院）余嘉元、李小平、顾雪英、赵凯教育经济与管理陈敬朴、笪佐领、李星云、魏所康（省教科院）、张新平、王铁军（省教科院）、彭坤明（省教科院）教育硕士专业学位（教育管理）赵志毅（兼）、王晓柳（兼）、李星云（兼）、高谦民（兼）、张维仪、丁家永（兼）、杨启亮（兼）、陈敬朴（兼）、尹宗利（兼）、吴康宁（兼）、郝京华（兼）、顾建军（兼）、华党生（兼）、李学农（兼）、张新平（兼）、乔建中（兼）、陈良琨（南京一中）、缪建东（兼）、吴永军（兼）、笪佐领（兼）、金生宏（兼）、张乐天（兼）、谭顶良（兼）、周德藩（省教科院）、赵凯、华明友（29中）、余强、胡金平、冯建军、汪凤炎、边霞、徐传德（南京市教育局）七、外国语学院英语语言文学程爱民、高维正、黄和斌、王晓英、王开玉、于忠喜、陈新、傅俊、姚君伟、王娟、邵迎生、罗志强、钱满素、薛家宝（盐城师院）、陈莉萍、司联合、朱婷婷、陈爱敏外国语言学及应用语言学吕俊、顾嘉祖、黄和斌、郭常义、张玉华、朱中都、徐海铭、刘学惠、王冬竹课程与教学论（英语）张伊娜、佘广安、刘慧君比较与世界文学张杰*、傅俊、何宝年-季爱琴、康澄教育硕士专业学位（英语）董正、王景（外国语学校）、朱善萍（外国语学校）、张瑞华、张向阳、王文琴八、社会发展学院专门史(中国经济史) 于琨奇、李天石、经盛鸿、唐文起(省社科院) 、谢世诚、许辉(省社科院)、张连红、张进、吴晓晴、慈鸿飞、姜守明、周裕兴、汤惠生社会学邹农俭、吴亦明、王世军、吴增基、金一虹、叶南客（省社科院）课程与教学论（历史）施和金、刘军、姚锦祥教育硕士专业学位（历史）李天石（兼）、于琨奇（兼）、经盛鸿（兼）、张连红（兼）、朱绍坤（中华中学）九、数学与计算机科学学院基础数学陈怀惠*、方锦暄*、罗定军*、陈永高*、宋永忠*、孙文瑜*、刘一平*、贺伟*、陈北方*、朱作桐、吴正声、杨润生、何建勋、陈二才、张祥、方明亮、高洪俊、董玉君、夏建国、杨明升、崔景安计算数学张明、陈永林、宋永忠、吉根林、孙文瑜、颜世建、宋如顺、朱玉龙、陈金如、张吉慧、韩乔明、杜其奎、傅士太、李芷、张子瑜、窦万峰、张志跃、蒋平（南京市公安局）运筹学与控制论刘一平（南通师院）、周兴和、叶惟寅、宋如顺、孙志人、张学斌、朱庆保、杨纪龙、许宝刚、岳东、孙冀课程与教学论（数学）单土尊*、刘云章、张恩华、马复、涂荣豹、杨泰良、葛军教育硕士专业学位（数学）马复（兼）、涂荣豹（兼）、单尊（兼）、葛军（兼）、杨泰良（兼）、张恩华（兼）、陈永林（兼）、刘云章（兼）、笪希文（金陵中学）、张志朝（前黄中学）、秦洪明（镇江中学）、周敏泽（常州中学）、周兴和十、物理科学与技术学院理论物理陈凌孚、平加仑、须重明、童培庆、杨建军、肖振军、杨双波天体物理黄克谅*、李晓卿*、周洪楠、吴雪君、袁启荣、张航物理电子学王鸣、谭锡林、梁忠诚、华家宁、陈家胜、罗成林、张宁、聂守平、刘国锦、殷奎喜、刘红、王恩荣、黄凤良、高玉、叶永红、柯惟中、申忠宇、方彦军、居荣、赵阳教育技术学刘炳升、周延怀、何捷课程与教学论（物理）刘炳升、陆建隆、陈娴、黄晓琴教育硕士专业学位（物理）刘炳升（兼）、陆建隆（兼）、何捷（兼）、黄晓琴（兼）、陈娴（兼）、岳燕宁（金陵中学）、杨树崤、杨松龄（南师附中）、谈苏庆、周久嶙（南师附中）十一、化学与环境科学学院物理化学陆天虹*、杨春、卢文庆、黄锦凡、李村、蔡称心、赵翰华、周益明、李利、史发年、安学勤、王东新、黄晓华、朱小蕾、赵波、冯玉英、包建春应用化学史保川、薛宽宏、彭盘英、李国栋、孙培培、杨锦飞、杨辉、顾正桂、王炳祥、张茂根、余忠清、肖亚平、蒋亦清（江苏安邦集团）、吴鸣虎（南通师院）、沈涛（南通化学电源工程技术研究中心）、钟文辉、王玉萍课程与教学论、教育硕士专业学位（化学）周志华（兼）、李广洲、马宏佳、孙德泉、陆一鹏（南师附中）、陆真十二、生命科学学院植物学施国新、吴国荣、陈国祥、丁小余、周青、张成武、陈崇顺、张卫明（南京野生植物资源综合利用研究所）、张光富动物学宋大祥*、周开亚*、华元渝*、王义权*、张双全*、黄宇烽*（南京军区总院）、赵清良、陈龙、金哲、常青、孙红英、毛伟平、杨月中（南通师院）微生物学袁生、陆玲、徐旭士、李建宏、陈双林、杨启银、潘道东、马鸿翔（省农科院）、陈育如发育生物学李朝军、殷志敏、李震（上海农科院）、李红霞（南京市妇幼保健院）、王公金（省农科院）细胞生物学张锡然*、施国新*、袁生*、李朝军*、彭永康*（天津师大）、曹祥荣、余多慰、许晓风、程罗根生物化学及分子生物学张双全、邓小昭（南京军区医学研究所）、金邦荃、杨光、王义权、任勇、龚祝南、余书勤水产养殖华元渝、王文、余宁(淡水所)、杨家新、许璞（省海洋研究所）课程与教学论（生物）汪忠教育硕士专业学位（生物）汪忠（兼）、孙红英（兼）、罗明（苏州二中）十三、地理科学学院自然地理学李吉均*、刘泽纯*、张忍顺*、王建*、林振山*、张鹰*、沈冠军*、谢志仁*、汪永进*、沙润、黄震方、张树夫、陶卓民、周春林、王国祥、陈晔人文地理学张小林*、陆玉麒*、倪绍祥*、韩增林*（辽宁师大）、龚建新、李剑波、赵媛、杨山地图学与地理信息系统倪绍祥*、曾志远*、闾国年*、王桥*、周慧珍*（中科院土壤所）、黄家柱、黄克龙、孙在宏、查勇、陈锁忠、蒋建军第四纪地质学谢志仁、汪永进、萧家仪课程与教学论（地理）石高俊、刘树凤、仇奔波、许建国教育硕士专业学位（地理）赵媛（兼）、石高俊（兼）、仇奔波（兼）、沙润（兼）音乐学院音乐学俞子正、司徒壁春、邓小英、有德乡、陈小兵、叶惠芳(南艺返聘)、冯德钢、陈鸿铎、芮伦堡(南艺)、闫爱华(南艺)、忻雅芳、管科亚、曹月、岳峰、朱建萍、刘一心、朱明观、管建华、蒲亨强、张志英教育硕士专业学位（音乐）俞子正（兼）、陈小兵（兼）、张志英、邓林、有德乡（兼）、司徒璧春（兼）、姚晓琴、田康十四、美术学院美术学范景中*、曹意强*、陈传席*、范扬*、尉天池、范保文、黄柔昌、朱敦俭、时卫平、吴可人、刘赦、屠曙光、盛梅冰、王继安、张五力、倪建林、陆越子、吴维佳、毕宝祥、林逸鹏、常汉平、潘金玲、沈启鹏（南通师院）教育硕士专业学位（美术）屠曙光（兼）、范扬（兼）、陈传席（兼）、朱敦俭（兼）、王继安（兼）、陈荣华、罗戟十五、体育科学学院体育教育训练学孙庆祝、顾渊彦、李文辉、蔡建平、周兵、邹玉玲、张子沙、吴澄清、谭明义、周学荣、常生（南通师范学院）、陶于、王竹影、程传银、田雨普课程教学论（体育）、教育硕士专业学位（体育）顾渊彦（兼）、孙庆祝（兼）、李文辉（兼）、周兵（兼）、邹玉玲（兼）、程传银、阿英嘎注:排名不分先后；后标*者为博士生导师此帖是2002年公布的，现在已经有很多变化了。
南京师范大学2019年博士研究生拟录取名单(第一批)公示
物理电子学
吴大建
常蕴玮
硕博连读
19
化学与材料科学学院
化学
唐亚文
李志娟
硕博连读
20
化学与材料科学学院
化学
魏少华
王冲冲
硕博连读
21
化学与材料科学学院
化学
陈大勇
柴胡玲潇
硕博连读
22
化学与材料科学学院
化学
刘红科
刘璐
硕博连读
23
化学与材料科学学院
化学
李亚飞
朱晓蓉
硕博连读
24
化学与材料科学学院
高灵萱
硕博连读
4
公共管理学院
政治学
俞良早
栗智宽
硕博连读
5
法学院
刑法学
导师2组
陈晓东
硕博连读
6
社会发展学院
考古学
王志高
左凯文
硕博连读
7
数学科学学院
数学
张吉慧
郑田田
硕博连读
8
数学科学学院
数学
陈金如
蔡颖
硕博连读
9
数学科学学院
数学
尹会成
陆宇
硕博连读
10
数学科硕博连读
11
数学科学学院
数学
孙恬
硕博连读
39
地理科学学院
自然地理学
王建
王琳琳
硕博连读
40
地理科学学院
地图学与地理信息系统
地信导师组
张艺璇
硕博连读
41
地理科学学院
地图学与地理信息系统
地信导师组
何亮
硕博连读
42
地理科学学院
单介质层对微球透镜成像特性的影响
单介质层对微球透镜成像特性的影响杜滨涛;王恬;郭明磊;夏阳;邓芸;叶永红【摘要】利用嵌有钛酸钡(BTG)微球的聚二甲基硅氧烷(PDMS)薄膜突破衍射极限是目前实现超分辨成像的一种常规方法.本文提出在微球透镜与样品表面增加一种介质层,并研究了不同厚度的SU-8单层介质层对成像性质影响.实验发现:随着SU-8介质层厚度从0增大到270 nm,成像视场大小从10.8 μm增加到了13.2μm.其中SU-8厚度在160 nm左右时候,视场大小与对比度最优.此外,对于厚度为160 nm的不同材料介质层,发现SU-8介质层最能提高视场大小,而二氧化钛(TiO2)介质层削弱了视场大小.我们认为耦合进介质层的光信息含量决定了成像质量,并通过光波干涉相消对这一现象进行了解释.这一实验研究有利于增进人们对微透镜成像原理的认识.%Imaging by barium titanate glass (BTG) embedded in polydimethylsiloxane (PDMS) film is a common technique to achieve optical super-resolution now.We propose to deposit a dielectric layer between the microsphere lens and the object surface,and study the imaging properties with different SU-8 thicknesses.Our experimental results reveal that the field of view(FOV)increases from 10.8 μm to 13.2 μm when the film thickness increases from 0 to 270 nm.It is found that the SU-8 layer with a thickness around 160 nm can obviously increase the imaging FOV and contrast.Moreover,for different dielectric layers with the same film thickness 160 nm,the SU-8 layer can improve FOV while the TiO2 layer cannot.We also found that the amount of light coupling into the dielectric layer decides the image quality.This phenomenon is explained by thedestructive interference effect.Our findings can advance the understanding of the superresolution imaging mechanisms in microscale lenses.【期刊名称】《南京师大学报（自然科学版）》【年(卷),期】2017(040)002【总页数】5页(P133-136,143)【关键词】超分辨薄膜;微透镜;成像【作者】杜滨涛;王恬;郭明磊;夏阳;邓芸;叶永红【作者单位】南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023【正文语种】中文【中图分类】O439基于介质微透镜成像已成为突破衍射极限最为简单有效的成像方法. Wang科研小组首先发现低折射率微球在空气中能够实现超分辨[1]. Hao等人[2]在此基础上发现液体半浸没低折射率微球能够牺牲一定放大倍数产生好的成像对比度. 随后,Arash等人[3-4]证实高折射率微球全浸没在液体中一样能够实现超分辨. 然而,液体的挥发性和不稳定性,不利于对样品进行长时间观察. 同时,液体的形状和厚度都会对放大倍数和视场产生明显影响[5-6].为了克服液体浸没方式的不足,研究者提出使用透明介质层取代液体层,制备一种超分辨成像能力的薄膜. V. N. Astratov等人[7]介绍了一种使用高折射率微球和微柱浸没在透明介质材料中实现超分辨成像的方法. 庞辉等人[8]使用聚二甲基硅氧烷(PDMS)完全浸没钛酸钡(BTG)微球薄膜对硅结构光栅进行了成像实验. Allen等人[9-11]制备了嵌入BTG微球的PDMS薄膜,并进行了实验和分辨率分析. Arash等人[12]通过嵌有BTG微球的PDMS薄膜对胶质母细胞瘤进行了成像实验. Wang 等人[13]提出了不同种提高超分辨薄膜成像能力的方法.然而,微透镜超分辨薄膜成像质量并不高. 特别是受干涉环暗斑与背景光干扰,成像视场大小与对比度较差[14-15]. 本文试图在物体与微透镜之间增加一层介质层,起到增透膜作用,使更多光能够耦合进介质层. 如此一来,在一定程度上增多了介质层中携带物体信息的光量. 增多的信息光大量折射出介质层耦合进微球,使成像完整且清晰,提高了成像质量. 实验显示,厚度160 nm左右的SU-8介质层对成像视场大小和对比度有所增强. 而折射率为2.2的二氧化钛(TiO2)介质层削弱了成像视场大小,降低了成像质量.图1为实验示意图. 采用德国Leica DM2500M金相显微镜(中心照明波长为540nm)在100×(NA=0.9)物镜下进行观察,如图1所示. 实验待测样品是蓝光光碟,图1右上角的插图为其扫描电子显微镜(SEM)图,光碟是一种周期为300 nm的条纹结构. 使用前先剥离光碟保护层,暴露出金属反射层. 实验中使用了直径20 μm的BTG微球,折射率为1.4的PDMS.实验分4步,过程如下. 实验第一步是在实验样品表面镀一层介质或者在样品表面甩一层介质层(如果是SU-8介质层,需要前烘,紫外曝光与后烘处理,SU-8胶经处理后固化并不溶于水溶液),选用不同厚度的介质层进行实验. 实验第二步将BaTiO3溶液滴在已镀过膜的样品表面,放置加热平板加热,沉积BaTiO3微球. 实验第三步在样品表面倒一层PDMS,使用甩胶机对PDMS均匀旋凃. PDMS厚度使用台阶仪测量,本实验中PDMS厚度一致约为26 μm. 最后将样品放置在显微镜下进行观察即可.为提高成像质量,我们尝试在样品与微透镜之间生长不同厚度的SU-8介质层. 实验研究了厚度约为0、80 nm、160 nm、220 nm与270 nm的SU-8介质层对视场与放大倍数影响,通过20 μm BTG微球在100×物镜下观察微球成像,实验结果如图2所示.由图2可知,随着SU-8厚度增加,成像视场大小变化明显,而放大倍数变化不显著. 本文中,定义显微镜下可见的清晰图像的长度为视场大小. 视场数值大小是100×物镜下条纹图案的长度大小. 如图2所示,SU-8厚度在160 nm左右时候,视场明显增大. 视场由10.8 μm增大到13.2 μm. 因为厚160 nm 的SU-8介质层能够明显增强成像质量,所以实验又制备了厚度为160 nm的二氧化硅(SiO2)、SU-8光刻胶和二氧化钛(TiO2)3种不同介质层做进一步研究(其中SiO2,SU-8和TiO2的折射率分别为1.46,1.6与2.2). 160 nm的不同介质层光碟成像图如图3所示.根据自然光透射公式(其中n1是PDMS折射率1.4,n2是介质层折射率. ),计算可知,有99.5%以上光线在PDMS与SU-8界面发生透射,少量反射. 而在SU-8与样品界面,由于样品表面有一层薄银层,光线发生大量反射,最终与BTG微球表面光线干涉形成干涉环.图3(a)显示没有介质层时20 μm BTG 微透镜的成像. 由图可见,成像放大倍数为3.2×,视场大小约10.8 μm. 受干涉环干扰,成像中心与四周存在暗斑,成像质量不高[14]. 图3(b)显示光碟与PDMS薄膜之间一层160 nm 厚SiO2介质层条纹成像图. 成像放大倍数约为3.1×,测量视场大小约11.4 μm. 与图3(a)相比,视场有所增大. 图3(c)是光碟与PDMS薄膜之间生长160 nm左右厚SU-8介质层的成像图. 图像的放大倍数为3.3×,视场大小约13.2 μm. 相比前两幅图,放大倍数略有增大,成像对比度与视场大小明显变好. 图3(d)显示TiO2为介质层的微透镜成像. 放大倍数为3.2×,成像视场为8.2 μm. 由图可见,视场大小大不如前,一定程度上影响了成像质量. 从以上成像图可以看出,厚度为160 nm的 SU-8介质层最适于提高成像质量. 如图1所示,PDMS中部分光线在介质层上表面发生反射,部分进入介质层. 如果在介质层上表面发生干涉相消,介质层相当于一层光学增透膜,可以增加耦合进介质层信息光量. 介质层一定程度消减了干涉环对成像的干扰,使可见条纹数量增加,所以视场增大. 光线在样品表面反射,携带光碟条纹信息的光量相对增加. 光线由SU-8到PDMS,发生大量全反射,介质层中携带物体精细结构的倏逝波得以增强,使距离BTG 微球与样品接触点较远位置的物体信息耦合进微球,传输到远场,视场也会得到一定程度增大. 在PDMS与SU-8界面,光线由于从低折射率到高折射率,反射时发生半波损失. 而在SU-8与光碟界面,由于光碟薄银层存在,反射没有半波损失. 对应薄膜干涉相消原理,光程应该满足公式:2nd=kλ,其中k为整数. 因此介质层厚度应该满足公式(其中λ=540 nm,n=1.6,k为整数),计算d=168.75 nm. 这与我们实验中160 nm非常接近,因此SU-8介质层厚度在160 nm左右时成像视场有所增大,成像质量有所提高. 对于厚度为160 nm的不同种材料,根据干涉相消原理计算折射率(其中λ=540 nm,d=160 nm,k为整数. ),n=1.69. 非常接近SU-8介质折射率1.6,因此3种材料中SU-8成像质量最好. 此外,BTG外表面和介质层上表面间会形成牛顿环,由于SU-8层起了增透膜作用,减弱了BTG外表面与介质层上表面间牛顿环的影响.需要指出的是对于同一样品,人为增加曝光强度示数值I并不意味着能提高成像质量. 为此实验比较了不同曝光强度下的同一组样品,显微镜曝光大小分别为6.3与6.5. 显而易见,图4(b)相比图4(a)图案中心条纹(白色圆圈内)对比度变好[16],说明示数值I增大有助于成像质量提高,但图案四周(白色圆圈外)因背景光过强而受到干扰,视场大小随之缩减. 因为携带图案信息的光线透射出介质层,小部分耦合进微球,大部分将成为背景光[17-18]. 如果人为提高或者增大曝光强度I,透射出的条纹光信息增强,背景光也随之增大,实验证明背景光过强就会干扰条纹成像,降低成像质量[17].简言之,透射出的有效光中成为背景光的部分如果有细微增大,就会大幅干扰条纹信息成像. 本文通过介质层减少牛顿环与背景光干扰,能有效提高成像质量.本文研究了不同厚度的SU-8单层介质层对成像性质影响,实验发现:随着SU-8介质层从0增大到270 nm,成像放大倍数变化不大,成像视场大小从10.8 μm达到了13.2 μm. 其中SU-8厚度在160 nm左右时候,视场达到最大值. 对于厚度为160 nm的不同材料介质层,发现SU-8介质层最能提高视场大小,而二氧化钛介质层削弱了视场大小. 厚度为160 nm 的SU-8介质层与文中其他介质层相比,起到了一层增透膜作用,使介质层内携带物体信息的光量相对增加. 介质层中光线由介质层到PDMS发生大量全反射,介质层中携带物体精细结构的倏逝波一定程度增强,使距离BTG微球与样品接触点较远位置的物体信息得以耦合进微球,传输到远场,视场得到一定程度增大. 同时,介质层一定程度消减了干涉环对成像的干扰,也使视场增大. 使成像完整且清晰,提高了成像质量.【相关文献】[1] WANG Z,GUO W,LI L,et al. Optical virtual imaging at 50 nm lateral resolution with a white-light nanoscope[J]. Nature communication,2011,218(2):1-6.[2] HAO X,KUANG C,LIU X,et al. Microsphere based microscope with optical super-resolution capability[J]. Applied physics letters. 2011,99:203102(1-3).[3] DARAFSHEH A,WALSH G F,DAL NEGRO L,et al. Optical super-resolution by high-index liquid-immersed microspheres[J]. Applied physics letters,2012,101:141128(1-4).[4] DARAFSHEH A,FIDDY M A,ASTRATOV V N. Super-resolution imaging by high-index microspheres immersed in a liquid[C]//JAWORSKI M,MARCINIAK M. International Conference on Transparent Optical Networks-ICTON. Coventry,England,2012,paperTU.A6.5.[5] HAO X,KUANG C,LI Y,et al. Hydrophilic microsphere based mesoscopic-lens microscope(MMM)[J]. Optics communication,2012,285(20):4 130-4 133.[6] DU B,YE Y,HOU J,et al. Sub-wavelength image stitching with removable microsphere-embedded thin film[J]. Applied physics a materials science and processing,2016,122(1):1-6.[7] ASTRATOV V N,DARAFSHEH A. Methods and systems for super-resolution optical imaging using high-index of refraction microspheres and microcylinders[P]. US patent application 2014/0355108 Al published on 2014-12-04,related to U.S. Provisional application 61/656,710 field on 2010-06-07.[8] 庞辉,杜春蕾,邱琪,等. 介质微球超分辨成像薄膜[J]. 光子学报,2015,44(4):0426004(1-4).[9] ALLEN K W,FARAHI N,LI Y,et al. Super-resolution imaging by arrays of high-index spheres embedded in transparent matrices[C]//IEEE Proc of Aerospace and Electronics Conference(NAECON). Dayton,June 24-27,2014.[10] ALLEN K W. Waveguide,photodetector and imaging applications of microspherical photonics[D]. Charlotte:University of North Carolina,2014：98-122.[11] ALLEN K W,FARAHI N,LI Y,et al. Super-resolution microscopy by movable thin-films with embedded microspheres:resolution analysis[J]. Annalen derphysik,2015,527(7/8):513-522.[12] DARAFSHEH A,GUARDIOLA C,PALOVCAK A,et al. Optical super-resolution imaging by high-index microspheres embedded in elastomers[J]. Optics letters,2015,40(1):5-8. [13] WANG Z. Improvements in and Relating to Lenses. PCT/GB2014/052578[P]. 2014-8-22.[14] GUO M,YE Y,HOU J,et al. Experimental far-field imaging properties of high refractive index microsphere lens[J]. Photonics research,2015,3(6):339-342.[15] LEE S,LI L,WANG Z,et al. Immersed transparent microsphere magnifying sub-diffraction-limited objects[J]. Applied optics,2013,52(30):7 265-7 270.[16] HAO X. LIU X,KUANG C,et al. Far-field super-resolution imaging using near-field illumination by micro-fiber[J]. Applied physics letters,2013,102(1):1-4.[17] HAO X,KUANG C,. LI Y,et al. Evanescent-wave-induced frequency shift for optical superresolution imaging[J]. Optics letters,2013,38(14):2 455-2 458.[18] HAO X,KUANG C,GU Z,Y,et al. From microscopy to nanoscopy via visible light[J]. Light-science and application,2013,10(e108):1-10.。
托马斯效应的简单诠释
第４０卷第５期大 学 物 理Ｖｏｌ．４０Ｎｏ．５２０２１年５月ＣＯＬＬＥＧＥ ＰＨＹＳＩＣＳＭａｙ２０２１ 收稿日期：２０２０－１０－１４；修回日期：２０２０－１２－２０ 基金项目：国家自然科学基金（２１６７３１１９）资助 作者简介：杨一（２０００—），女，江苏南京人，南京师范大学物理科学与技术学院２０１８级本科生． 通信作者：罗成林，Ｅ－ｍａｉｌ：０６１２３＠ｎｊｎｕ．ｅｄｕ．ｃｎ托马斯效应的简单诠释杨 一，李秀玲，罗成林（南京师范大学物理科学与技术学院，江苏南京 ２１００２３）摘要：托马斯进动的发现对电子自旋概念的确立有重要意义．然而，其物理图像及结论多是采用洛伦兹变换进行连续微分推导而出，过程较为繁杂，掌握难度也较大，在原子物理学教学过程中很难描述．本文通过狭义相对论中长度在运动方向缩短的概念，从电子绕行原子实一周时，在原子实坐标系和电子随动坐标系中最终角度差的积分效应出发，非常简单的论证了１／２的托马斯进动因子，其物理图像清晰，易于被学生理解和掌握．关键词：电子自旋；托马斯进动；拉莫尔进动；电子自旋和轨道相互作用能中图分类号：Ｏ５－６ 文献标识码：Ａ 文章编号：１０００ ０７１２（２０２１）０５ ００７１ ０４【ＤＯＩ】１０．１６８５４／ｊ．ｃｎｋｉ．１０００ ０７１２．２００４６６为解释碱金属光谱的精细结构和反常塞曼效应，乌伦贝克和哥德斯密特提出了电子自旋的假设，尽管与观察结果定性相符，但在数值上，根据电子自旋和轨道相互作用公式计算的碱金属原子光谱的精细结构却比实验值大了一倍，因此这种假设受到了许多人的质疑．直到托马斯指出原子实绕价电子转动的价电子参考系中的自旋轨道相互作用转换到价电子绕原子实运动的原子实参考系时需考虑相对论效应引起的坐标系的进动［１，２］，即托马斯进动，才真正确认了电子自旋的概念，并得到计算出了与实验值相一致的精细结构数值．但对于托马斯进动角速度的推导，常用的微分角度利用连续二次洛伦兹变换的方法过于繁琐，也不易理解，本文采用积分的角度，从电子绕行原子实一周时，在原子实参考系和电子随动参考系中的角度差出发，使计算过程简洁明了，并呈现出清晰易懂的托马斯进动图像．１ 问题的引入在原子物理教学中，自旋－轨道相互作用是理解原子精细结构的核心物理概念．按照电磁学理论，电子自旋－轨道相互作用的能量Ｕ＝－μｓ·Ｂ′（μｓ是与自旋相联系的磁矩，Ｂ′是电子感受到的由自身轨道运动而产生的磁场）．在主流教科书上［３，４］，该磁场的计算方法如下：原子的价电子绕着原子实做轨道运动，根据运动的相对性，在相对于价电子静止的坐标系中，带正电荷的原子实则以相同大小的速度绕电子运动（见图１），从而使电子感受到一个磁场，且该磁场的方向与电子轨道运动角动量的方向一致．因此，由毕奥－萨法尔定律可以很容易地算出［４］Ｂ′＝１４πε０Ｚ ｅｃ２ｒ×ｖｒ３＝Ｅ×ｖｃ２（１）式中，Ｚ是原子实的有效电荷数，ｒ是电子轨道运动的半径，ｖ是电子绕原子实运动的速度，Ｅ是原子实作用于电子的静电场．但是用这个磁场计算出来的能量与实验光谱不符，且正好比观测值大一倍，也就是说，电子感受到的磁场应是上式计算值的１／２．历史上，这个结果曾对电子自旋概念的确认带来很大困扰． Ｏ系观察 ｅ系观察图１ 电子在轨道运动中感受磁场示意图［３］１９２６年，托马斯［１，２］发现了理论与实验不符的关键．原来，静止的原子实参考系（简称Ｏ系）与做７２ 大 学 物 理 第４０卷加速运动的电子参考系并不等价．在整个原子系统中，由于原子实质量远大于电子质量，故可以认为原子实保持静止而仅有电子在运动，因此，Ｏ系是惯性系．然而，电子受与其速度垂直的电场力作用下作圆周运动，存在向心加速度，电子本身则是一个非惯性转动参考系．起初，经典物理理论忽略了原子实参考系和电子参考系的差别，认为它们是等价的，故将在电子参考系中计算得到的电子自旋－轨道相互作用能量等同于Ｏ系中的自旋－轨道相互作用能量，致使理论值比实验值大１倍．托马斯考虑了原子实参考系和电子参考系的非等价性，此外，他还注意到，由于电子自旋概念的引入，意味着电子有一个自旋轴，此自旋轴的方向即是电子自旋角动量ｐｓ方向，如图２（ａ）所示．所以，电子参考系是一个包含自旋轴的参考系（简称ｅ系，其自旋轴记为ｚ′轴）．需要强调的是，毕奥－萨法尔定律只在惯性系中成立．在ｅ系中，由于电子做圆周运动，为了确保ｅ系为惯性参考系，只能假设它瞬时相对于电子静止．电子运动到下一时刻，ｅ系将与电子脱离，于是，必须重新选一个ｅ系，使之与电子保持瞬时静止．这就导致ｅ系相对于Ｏ系有一个转动角速度（在教科书及参考书中，此物理图像并不是一目了然的），称之为托马斯进动．但光谱精细结构实验值是在Ｏ系中测量得出，其理论值应该用Ｏ系中的实际进动频率进行计算，这个进动效应的净效果恰好使电子感受到的磁场强度为式（１）计算值的一半，这就是由式（１）求得的磁场强度需乘以１／２因子的来源．托马斯进动的发现，使电子自旋假说与实验完美符合，从而确认了自旋概念，在物理学发展史上具有重要意义．遗憾的是，托马斯进动角速度的理论推导很繁杂［２］，难以在课堂上予以明晰的演算．为了能让学生理解托马斯进动效应，许多教师付出了艰苦努力，其基本方式仍是沿用Ｔｈｏｍａｓ的思路：从微分学的角度进行连续旋转运动的二次洛伦兹时空变换［５，６］，以导出ｅ系相对于Ｏ系的托马斯进动角速度，进而求出Ｏ系中，电子所感受到的由于其轨道运动形成的磁场．虽然简化了一些步骤，但其推演过程仍然复杂易错，物理图像比较晦涩，不适于在教学过程中应用．为此，ＨＫｒｏｅｍｅｒ［７］曾提出一个描述托马斯进动效应的新思路：在静止Ｏ系中预先引入一个垂直于电子轨道运动方向的磁场，使电子受到新引入磁场的洛仑兹力与电子和原子实之间的库仑力平衡，让电子所受合力为零而作匀速直线运动．此时，电子可作为惯性参考系予以考虑．这种方式回避了托马斯进动角速度的概念和计算，直接求出电子自旋感受的磁场，但却需要学生对较为复杂的相对论电磁学有很好的知识储备，仍然不够简单，并且缺乏对托马斯进动物理图像的描述．经过研究，我们发现完全可以从积分的角度对托马斯进动进行理解和推导，ＥＭＰｕｒｃｅｌｌ曾给出过相似方法的建议［８］，借助飞机沿多边形飞行的模型进行了托马斯进动的推导，本文则采用更为直接的方法，从电子绕原子实运动时因参考系的差异而产生的角度差入手，展现生动的物理图像，进行简单的推演，易于学生掌握．２ 托马斯进动物理图像的简单描述在ｅ系中，电子自旋将在磁场Ｂ′作用下绕电子自旋轴ｚ′进行拉莫尔进动（如图２（ａ）示），根据旋磁比关系，并结合式（１）可知，该拉莫尔进动角速度为ω′＝ｅｍＢ′＝１４πε０Ｚ ｅｍｃ２ｒ×ｖｒ３（２）其中，ｍ是电子质量．但需注意的是，这是电子在ｅ系中绕其自身的自旋轴的拉莫尔进动角速度，但自旋－轨道相互作用能量是在实验室系中获得的．为了一致性，我们应求出在Ｏ系中观察到的电子自旋进动角速度．电子自旋由于感受到Ｂ′而绕ｚ′的拉莫尔进动Ｏ系（ｘｙ）与ｅ系（ｘ′ｙ′）随电子运动的变化图２ 托马斯进动物理图像第５期杨 一，等：托马斯效应的简单诠释７３ 由图２（ｂ）可见，在电子运动的起始点Ａ处，ｅ系在电子轨道运动平面的坐标轴（ｘ′，ｙ′）指向与Ｏ系坐标轴（ｘ，ｙ）指向一致．对于Ｏ系而言，电子从Ａ点出发，绕原子实运动一周，运动距离ｌ０＝２πｒ，最后回到Ａ点，ｅ系旋转２π角度，其坐标轴（ｘ′，ｙ′）回归到出发时与Ｏ系坐标轴（ｘ，ｙ）方向一致的情形．而在相对于电子保持瞬时静止的ｅ系观测，因为电子运动速度始终沿圆周切向，根据狭义相对论运动方向长度缩短的结果，电子绕原子实运动“一周”的距离会收缩为ｌ′＝ｌ０１－ｖ２ｃ２槡（３）而电子速度方向始终垂直于半径方向，半径ｒ保持不变，不会收缩．所以，在ｅ系看来，电子从Ａ点出发，绕原子实“一周”，经过ｌ′的距离，最后只能到达Ｂ点，其绕原子实运动所转过的角度为φ′＝２π１－ｖ２ｃ２槡（４）因为ｖ ｃ，可得１－ｖ２ｃ２槡≈１－ｖ２２ｃ２所以φ′≈２π１－ｖ２２ｃ２()＝２π－２πｖ２２ｃ２（５）这表明ｅ系并没有完成２π角度的旋转．因此，在点Ｂ处，ｅ系的坐标轴指向与起始位置Ａ处的坐标轴必然存在角度差。
物理科学与技术学院科学教育专业人才培养方案
课程类别
开课学期
一
二
三
四
五
六
七
八
通识教育课程
必修课
13.5
11
9
7
0
1
0
0
选修课
0
2
2
2
2
2
0
0
专业教育课程
必修课
14
10
10
9
4
4
0
0
选修课
0
5
2
8
9
11
0
0
职业教育课程
0
0
4
4
7
5
0
0
周学时数
27.5
28
27
30
22
23
0
0
2
七、课程类型及学分分配
表 3 课程类型及学分分配表
课程类别
思
思想道德修养与法律基础
15/8.36%
10/5.57%
45/25.07% 35/19.5% 20/11.14%
30/16.71% 39/21.73%
15/8.36% 16/8.91%
19.5/10.86%
-
19.5/10.86%
100%
63.51%
179.5(65.5)
2640 (804)
33.43% 44.57% 22%
想
中国近现代史纲要
政
治
马克思主义基本原理
教 毛泽东思想和中国特色社会
育
主义理论体系概论
类
形势与政策
大学英语
通 识 教
必修 课程 工
具 类
大学计算机基础 大学语文
南京师范大学物理科学与技术学院通信工程系与电子信息工程系
南京师范大学物理科学与技术学院通信工程系与电子信息工程
系
佚名
【期刊名称】《通信学报》
【年(卷),期】2007(28)3
【摘要】概况：南京师范大学是国家211高校之一，也是江苏省重点高校。
通信工程和电子信息工程本科专业就设在物理科学与技术学院（简称物科院），物科院是一个学科建设门类齐全的院系，下面是学科结构图。
【总页数】1页(PI0001-I0001)
【关键词】南京师范大学;电子信息工程;科学与技术;通信工程;大学物理;学院;本科专业;学科建设
【正文语种】中文
【中图分类】G658.3
【相关文献】
1.培养高技能人才与贴近就业的探索——以上海电子信息职业技术学院机电工程系为例 [J], 邢佳杰
2.培养高技能人才与贴近就业的探索——以上海电子信息职业技术学院机电工程系为例 [J], 邢佳杰
3.创新发展学生党员模式——以贵州电子信息职业技术学院机电工程系党总支为例[J], 王帆
4.构建交通信息教学工场打造行业人才培养摇篮——广西交通职业技术学院交通
信息工程系办学侧记 [J], 蒙秀溪
5.长沙通信职业技术学院通信工程系 [J],
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声子角动量与手性声子
声子角动量与手性声子俞杭;徐锡方;牛谦;张力发【摘要】在经典的物理学理论中,声子广泛地被认为是线极化的、不具有角动量的.最近的理论研究发现,在具有自旋声子相互作用的磁性体系(时间反演对称性破缺)中,声子可以携带非零的角动量,在零温时声子除了具有零点能以外还带有零点角动量;非零的声子角动量将会修正通过爱因斯坦-德哈斯效应测量的回磁比.在非磁性材料中,总的声子角动量为零,但是在空间反演对称性破缺的六角晶格体系中,其倒格子空间的高对称点上声子具有角动量,并具有确定的手性;三重旋转对称操作给予声子量子化的赝角动量,赝角动量的守恒将决定电子谷间散射的选择定则;此外还理论预测了谷声子霍尔效应.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2018(067)007【总页数】12页(P199-210)【关键词】声子角动量;手性声子;赝角动量守恒;谷声子霍尔效应【作者】俞杭;徐锡方;牛谦;张力发【作者单位】南京师范大学物理科学与技术学院,南京210000;南京师范大学物理科学与技术学院,南京210000;德克萨斯大学物理系,奥斯汀,德克萨斯78712,美国;南京师范大学物理科学与技术学院,南京210000【正文语种】中文1 引言1.1 爱因斯坦-德哈斯效应爱因斯坦-德哈斯效应是一种由磁化强度变化引起力学转动的现象,如图1,最初的实验设计是用来证明安培分子电流的存在,这是爱因斯坦一生中惟一的实验,是和德哈斯一起完成的.爱因斯坦认为,原子内电子绕原子核的运动和电子自旋形成了“分子电流”,这是物质磁性的来源.原子磁矩与总角动量J=mvr的比值称回磁比其中g是朗德因子,他们认为,其理论值应该为1.实验结果有1.02和1.45等.他们发表的结果为1.02,验证了分子电流的假设,这就是爱因斯坦-德哈斯效应.然而,后来的实验表明g≈2,间接验证了后来发现的电子自旋(验证电子自旋的经典实验——斯特恩盖拉赫实验要晚于这一系列实验),在铁磁体中原子磁矩的主要贡献来自电子自旋磁矩而非轨道磁矩[1].根据磁矩与角动量的关系以及角动量守恒,爱因斯坦-德哈斯效应提供了一种测量各种材料回磁比的有效方法,回磁比的精确性是确定轨道和自旋对总磁矩贡献的关键.但是宏观可见的力学转动仅反映刚体的运动,而声子——原子在平衡位置附近的振动,传统认为是没有角动量的,所以在爱因斯坦-德哈斯效应中没有被考虑.如果存在非零的声子角动量,那么总角动量中必须考虑声子的贡献,从而回磁比需要修正.图1 自由悬挂的铁磁体因磁化强度的改变而发生转动Fig.1.A mechanical rotation of a freely suspended body caused by the change in itsmagnetization.1.2 声子霍尔效应在发现电子霍尔效应后,Leduc[2]认为金属热传导也具有相似的行为,当施加温度梯度时有横向热流产生,这就是热霍尔效应或Righi-Leduc效应.这是由于电子对热传导的贡献,自由电子受洛伦兹力的直接结果.在电绝缘的晶体中,声子是热流的载体,这与金属中的情况不同,金属中的主要载流子是电子.在2005年,Strohm等[3]在顺磁绝缘体中发现了声子霍尔效应,随后由Inyushkin和Taldenkov得以重复[4].如图2所示,它们发现在有纵向温度梯度的顺磁绝缘体薄膜上,加上垂直的磁场后,在薄膜内垂直于纵向温度梯度方向上观察到横向温度差.声子霍尔效应(PHE)是一项令人惊喜的发现,因为声子作为中性准粒子不能直接与磁场相互作用而受到洛伦兹力,这一新颖的发现使磁场成为操纵声子的另一个自由度.图2 声子霍尔效应示意图:热流方向在磁场作用下发生偏转[8]Fig.2.Phonon Hall e ff ect:the direction of the heat lf ow is de fl ected by the magnetic fi eld[8]. 自那以后,人们提出了一些理论解释[5,6],通过考虑自旋声子耦合来理解PHE.磁场不能直接作用在声子上,只能使顺磁离子极化,正是声子与携带磁矩的顺磁离子之间的耦合引起了声子霍尔效应,又被称为拉曼自旋声子相互作用.所以磁场可以施加一个有效的力来改变声子输运过程,产生了涡旋的热流[7].所以一个自然的问题就是,这种涡旋的声子流是否具有非零的角动量,并且伴有一些新的宏观效应.2 声子角动量与声子圆极化[9]对应于力学转动的晶格角动量仅反映了刚体运动,这里通过质量归一化来简化角动量的形式.在微观图象中,类似于晶格角动量(刚体部分),声子角动量可以定义为原子偏离平衡位置的位移与速度的叉积:ulα是第l个原胞里第α个原子的位移,将位移表示为二次量子化的形式得到平衡态下沿z方向的总声子角动量和每一种声子模的角动量是实数且正比于～,其中f(ωk,σ)=1/(e～ωk,σ/kBT −1)是玻色-爱因斯坦分布,εk,σ是位移极化矢量,是原胞里的原子数,(11)和(12)式对所有的波矢k和声子模σ求和.在绝对零度,总的声子角动量为意味着每一种声子模式(k,σ)除了有零点能量～ωk,σ/2,还有非零的角动量另一方面,类比于量子理论中对光子偏振态的表示方法,可以定义声子偏振态[2].考虑原胞内含有n个原子的一般性系统,声子模的本征矢为这里仅考虑二维平面内的圆极化情况.可以用子晶格的左旋或右旋偏振态来定义一组新的基矢声子模本征矢按照这组基矢展开其中沿z方向的声子圆偏振算符定义为具有如下性质声子圆极化的大小为因为所以声子圆极化的取值范围介于之间.这里声子圆极化与声子角动量(方程(12))有相同的形式,这意味着声子圆极化强度可以解释为该声子模的角动量.3 声子角动量与对称性分析考虑对称性可以发现,当系统具有时间反演对称性时,声子角动量满足而当系统具有空间反演对称性时,声子角动量满足对于一个同时具有时间空间反演对称性的系统,声子角动量必为零可见非零声子角动量存在于时间反演对称性被破坏或空间反演对称性被破坏的系统中.下面将讨论在磁性系统中通过引入自旋声子相互作用,破坏时间反演对称性,但是保持空间反演对称性,总的声子角动量不为零;在非磁性六角格子系统中通过引入AB晶格,破坏空间反演对称性,但是保持时间反演对称性,在布里渊区高对称点处声子是圆极化的,具有手征性.4 磁性系统中的声子角动量4.1 磁性系统中的声子角动量对于处在均匀外磁场中的离子晶体,哈密顿量[5,6]写为项反映了自旋声子相互作用[10,11],是Nd×Nd反对称实数矩阵[12],维数是格点数N与晶格振动维数d的乘积,其中块对角元为λ具有频率的量纲,正比于自旋声子相互作用和磁化强度.当体系不存在自旋声子相互作用时,哈密顿量简化为由解动力学矩阵D的本征方程可得每一种声子模的角动量关系对所有声子模求和,总的声子角动量当体系存在自旋声子相互作用时,有总的声子角动量4.2 二维晶格声子角动量的数值计算[9]图3 (a)在T=0 K下不同晶格对称性下原胞的声子角动量Jphz随λ的变化;(b)原胞的声子角动量Jphz随温度T和λ的等值分布;(c)在λ=1 THz条件下不同声子能带的原胞声子角动量Jphz随温度T的变化,箭头指示模型的德拜温度(TD=358 K);(d)在T=0 K条件下不同能带的原胞声子角动量Jphz随λ的变化;图(b)—(d)是对蜂窝状晶格计算的声子角动量,所有声子角动量的单位是～[9]Fig.3.(a)The phonon angular momentumJphzof one unit cell as a function ofλat temperatureT=0 K for different lattice symmetries;(b)the contour plot of the phonon angular momentumJphzof one unit cell as a function ofλa nd temperatureT;(c)the phonon angular momentumJphzof one unit cell from different phonon bands as a function of temperatureTatλ=1 THz,where the arrow denotes the Debye temperature of the model(TD=358 K);(d)the phonon angular momentumJphzof one unit cell from different phonon bands as a function ofλatT=0 K.The phonon angular momenta in(b)–(d)are calculated for a honeycomb lattice.All the phonon angular momenta are in the unit of～[9].如图3(a),在绝对零度T=0 K下,对于不同晶格对称性,总的声子角动量与λ的数值关系表明,honeycomb晶格和kagome晶格比三角形和正方形晶格有更大的声子角动量,这意味着每个原胞里有更多格点的晶格具有更大的声子角动量.可以由光学支对声子角动量的贡献比声学支更大来理解这一趋势.如图3(c)和图3(d),在低温下,如果λ不大,来自声学支的声子角动量在低温下消失,所以光学支对总的声子角动量占主要贡献.每个原胞里有越多的格点,就存在越多的光学支,所以声子角动量更大.如图3(a),总的声子角动量随着λ的增加而增加.如图3(b),因为λ正比于磁化强度,所以当磁化强度变号时,声子角动量也变号这可以解释声子霍尔效应中当磁场反向时横向温度差反号的现象.在高温极限下,由于声子角动量趋于零,无论是否施加磁场,每个原胞的声子角动量随温度的升高而减小且在高温极限(温度远大于德拜温度)下趋于零.随着温度的升高,更多声子模式被激发,这些模式的角动量与零点角动量方向相反;在高温极限,所有激发模式正好与零点角动量抵消.可以如下理解经典极限条件下声子角动量的消失:在高温下,经典统计力学适用于计算声子角动量;对量子态的叠加变成在动量和位置相空间的积分,通过变量代换可以变为简谐系统,如前面的讨论,声子角动量为零;而且,Bohr-van Leeuwen 定理阐明了在经典力学中平均磁化强度总是为零,使得经典极限条件下声子角动量消失.所以,声子角动量仅在低温量子系统中有意义.4.3 回磁比的修正该效应展示了一个自由悬挂的物体由于其磁化强度的改变而产生力学转动.在实验中,爱因斯坦和德哈斯采用了共振的方法,磁场是周期性的且调节为悬挂物的本征频率.这提供了测量磁化强度改变量与总角动量改变量的比值的方法.一般认为,系统的总角动量等于晶格角动量、自旋角动量、轨道角动量之和,所以由于角动量守恒,可以得到晶格角动量的改变量等于自旋、轨道角动量改变量之和的相反数,而晶格角动量的变化由样品的机械转动决定.但是从微观的观点,平衡状态下样品原子的角动量等于晶格角动量与声子角动量之和.所以总角动量要多一项声子角动量[9],如前面的讨论,当存在自旋声子相互作用时,总的声子角动量不为零,根据角动量守恒,另一方面,可以测量磁化强度的改变同时回磁比也需要修正.由于自旋声子相互作用在磁性晶格中是普遍存在的,所以声子角动量非常重要.4.4 观察声子角动量的实验设想声子对总角动量有重要的贡献,而声子角动量的大小取决于λ的值.λ可以从色散关系得到,因为计算表明当存在自旋声子相互作用时,面内的简并声子模在Γ点劈裂,比如,对于两支面内的简并声学支,一支在长波极限时频率仍为零,而另一支频率为2λ.这种简并声学模的劈裂,可以通过中子非弹性散射或拉曼散射测得.当顺磁材料中磁化强度饱和时可以观察到更大的声子角动量,因为λ正比于磁化强度.在声子霍尔效应实验中,顺磁绝缘体用于凸显热输运中声子的贡献,而可以忽略电子和磁振子的贡献.但是,自旋声子相互作用广泛存在于各种磁性材料中[13].铁磁材料有非常大的磁化强度,如果自旋声子相互作用较强的话,则可以观察到明显的声子角动量.对于有强自旋声子相互作用和较大磁化强度的材料,零点声子角动量是重要的.根据以往的研究,在一些铁磁材料中计算得到的轨道磁矩仅是总磁矩的很小一部分,就是说轨道角动量大约是～乘上一个很小的值[14].声子角动量与电子轨道角动量的大小是可以相比的,所以声子角动量不能忽视.在铁磁绝缘体中,电子的输运是可以忽略.由于声子角动量随温度的升高而减小且在经典极限条件下趋于零的性质,可以在低温和高温下测量晶格角动量的改变,来分离出声子角动量,这里低温和高温的分界线应为德拜温度,它是划分量子和经典区域的临界温度.另一方面,为了避免磁振子的参与,除了要高于德拜温度,还需要低于居里温度.这就要求居里温度必须比德拜温度高很多.所以磁振子的角动量几乎不变,而声子角动量随温度有显著的变化,幸运的是许多铁磁材料可以满足它们的居里温度大约是1000 K,而它们的德拜温度低于500 K.除了在测量回磁比中的应用,非零声子角动量也提供了研究磁性材料自旋声子相互作用的有效方法.另一方面,如何分离出铁磁材料中声子和磁振子对热霍尔效应的贡献是一个开放的问题,而声子角动量给出了获得声子贡献的一种方法.5 非磁性系统中的手性声子5.1 能谷对比电子学由于空间反演对称性的破坏,导致动量空间分开的能谷K,K′不再等价,这种不等价性可以通过贝里曲率或轨道磁矩来描述,这两处能谷就构成了除电荷和自旋以外电子的另一个自由度.因此,能谷自由度的构筑依赖于材料体系空间反演对称性的破缺.能谷自由度的产生导致了能谷对比电子学的出现.自然界中存在着许多类似于石墨烯的六角晶格层状材料,如氮化硼、过渡金属二硫化物、硒化镓等.不同于石墨烯,这些材料中的A和B子晶格分别由不同的原子构成,破坏了空间反演对称性,从而能谷自由度存在.这些材料为能谷电子学的研究创造了条件.在AB堆叠的双层石墨烯材料上施加垂直于二维平面的电场,从而打破石墨烯晶格的空间反演对称性,导致在K和K′能谷产生大小相等但反向的贝里曲率及轨道磁矩[15].这种与能谷相关的贝里曲率及轨道磁矩带来了一些新奇的效应,比如能谷霍尔效应及与能谷相关的光学跃迁选择定则[16].如图4,由于贝里曲率反向使得K和K′能谷的电子在垂直于外加电场方向的运动发生横向且方向相反的偏转,这就是谷霍尔效应.与能谷相关的光学跃迁选择定则即能谷的圆偏光双色性,如图5,对应于K′(K)能谷中电子的带间跃迁只能是左旋(右旋)圆偏振态的光子参与.这些都为调控特定能谷态提供了可能的物理方法.图4 谷电子霍尔效应示意图[16]Fig.4.Valley electronic Hall effect diagram[16]. 由于谷内电子带间散射涉及极化的光激发和光致发光,而布里渊区边界的(谷)声子也参与谷间电子散射[17].鉴于在能谷处电子有确定的手性,自然要提出两个问题,谷声子是否有手性,在电子谷间散射中手性声子扮演了什么角色.后来在对过渡金属二硫化物(TMD)材料的实验中观察到光极性反转的现象[18],在该过程中发现布里渊区中心声子可以完全反转入射光子的极性.这一发现暗示了除谷声子外,参与电子谷内散射的Γ点声子也具有手性.所以研究布里渊区高对称点处的手性声子是有必要的. 图5 能谷光选择定则:σ+(σ−)圆极化光只与能谷K′(K)的带边沿跃迁耦合[16]Fig.5.Valley optical selection rules:σ+(σ−)circularly polarized light couples only to bandedge transitions in valleyK′(K)[16].5.2 二维蜂窝状AB晶格的圆极化谷声子每个子晶格对声子圆极化的贡献为如图6(a),在能谷K处,能带2,3上可见能谷处声子的圆极化是量子化的.在能带1,4上A,B子晶格有相反的圆极化振动,的绝对值不相等,所以在能谷处声子圆极化不为零[19].5.3 高对称点处声子的赝角动量为了研究手性声子, 首先关注二维蜂窝状晶格模型, 每个原胞有两种原子A 和B [19]. 蜂窝状AB晶格可以作为一个简化模型来反映空间反演对称性破缺的单层材料中手性声子的一般特征, 比如同位素掺杂[20]或交错晶格势下有带隙的石墨烯[21]、六角氮化硼[22]. 在蜂窝状晶格中, 在高对称点K,K′,处, 声子绕垂直于二维晶格平面的z 方向进行三重分立旋转是不变的, 本征矢有相位的改变,其中声子模k的本征矢uk是含x,y分量的列向量,高对称点K,K′,Γ处声子赝角动量的z分量可取值为0,1,−1.声子波函数uk的相位来自两部分,局域(原胞内)部分εk 和非局域(原胞间)部分eiRRRl… kk,分别运用(32)式,所以在三重旋转下,可以得到局域部分的自旋赝角动量和非局域部分的轨道赝角动量对于A,B原子左旋或右旋极化,可以用自旋赝角动量表示图6 蜂窝状AB晶格的谷声子 (a)蜂窝状AB晶格的色散关系,图中显示了A,B子晶格的原胞中在K′点(kx=和K 点声子的振动情况,其中a是晶格常数,1到4标记了四个能带;圆半径表示振幅,相位和振动方向也包括在图中;(b)A,B子晶格在K′点和K 点处非局域部分的相位关系示意图;(c)带1到带4在K′和K 点的声子赝角动量;这里纵向弹性常数为KL=1,横向弹性常数为KT=0.25,A原子质量为mA=1,B原子质量为mB=1.2;基矢量为(a,0)和声子能量为ε=～ωph[19]Fig.6.Valley phonons in a honeycomb AB lattice:(a)Phonon dispersion relation of a honeycomb AB lattice,the insets show phonon vibrations for sublattices A and B in one unit cell at K′and Ka is lattice constant,numbers 1 to 4 denote four bands.The radii of circles denote vibration amplitudes,phase and rotation direction are included;(b)phase correlation of the phonon nonlocal part for sublattice A(upper two panels)and sublattice B(lower two panels)at K′(left panels)and K(right panels);(c)phonon pseudoangular momentum(PAM)for bands 1 to 4 at valleys K′and K.Here,the longitudinal spring c onstantKL=1,the transverse one KT=0.25,and mA=1,mB=1.2.The primitive vectors are(a,0)andand the phonon energy is equal to～ωph[19].轨道赝角动量由三重旋转下eiRRRl… kk相位的改变得到.在能谷K,K′,子晶格A,B的轨道赝角动量方向相反且取值为1或−1.在Γ点,两个子晶格均没有相位的改变,所以A,B的轨道赝角动量为0.自旋赝角动量由三重旋转下εk相位的改变得到.在能谷K,带1和带4子晶格A,B的自旋赝角动量分别为−1,1和1,−1,带2子晶格B的自旋赝角动量为−1,带3子晶格A的自旋赝角动量为1.在Γ点,存在两重简并的声学模和两重简并的光学模,单个模式不具有极化,但是,通过简并模的叠加,可以得到圆极化声子.声子的赝角动量等于A子晶格的自旋和轨道赝角动量之和,也等于B子晶格的自旋和轨道赝角动量之和由前面得到的K,K′处A,B原子的轨道、自旋赝角动量可以验证(34)式,并列于图6(c).如果其中一个子晶格不振动,则由另一个振动的子晶格决定.在Γ点,因为轨道赝角动量为0,声子赝角动量等于A子晶格的自旋赝角动量,也等于B子晶格的自旋赝角动量.通过两重简并模的叠加,子晶格做同样的圆极化振动,左旋或右旋.所以,两重简并模的声子赝角动量可取1或−1.在高对称点具有三重旋转对称性,非简并声子模的赝角动量必是1,−1,0.因为三重旋转中心可以选在一个原胞里的任一个子晶格处,当该子晶格的轨道赝角动量为0时,子晶格的自旋赝角动量必等于声子赝角动量;就是说,它必是1,−1,0.所以,在能谷处的所有声子模,子晶格A,B必做圆极化振动;否则,不振动.5.4 电子谷内谷间散射的选择定则5.4.1 TMD中光极性反转现象电子沿垂直于平面z方向的力矩为,在三重旋转下状态不变,赝角动量由子晶格A,B 的轨道决定.如果假定价带对应电子位于子晶格A的轨道,而导带对应电子位于子晶格B的轨道,可以得到导带和价带的赝角动量lc(v)=±τ,τ=±1.所以,在有带隙的石墨烯中电子吸收右旋或左旋圆极化光子发生带间跃迁,由于赝角动量守恒,可以得到选择定则导带角动量与价带角动量之差等于光子角动量,如图7.图7 电子谷间散射的选择定则Fig.7.Selection rules in electronic intervalley scattering.在导带中的电子受到Γ点声子的谷内散射,然后发射另一个光子与价带的空穴结合,这一过程叫一级拉曼散射.在这个过程中,因为赝角动量守恒,选择定则为光子角动量的改变等于声子赝角动量.在Γ点的两重简并光学模是拉曼激活模式,有赝角动量1,−1,所以可以预料在蜂窝状晶格(如有带隙的石墨烯或单层氮化硼)中有一个极性反转的拉曼G峰.在整个过程中,入射的右旋(左旋)光子吸收一个右旋(左旋)声子或发射一个左旋(右旋)声子,然后变为左旋(右旋)光子[19].这一选择定则解释了TMD中光极性反转的现象,如图8.图8 Γ点声子改变光极性(a)能谷K′处左旋光极性反转;(b)能谷K处右旋光极性反转Fig.8.Photon helicity changed by phonons atΓ(a)lefthanded photon changes its helicity atK′valley;(b)righthanded photon changes its helicity atKvalley.5.4.2 电子能谷间散射如图7,通过发射一个圆极化的谷声子(lph=±1)可以实现电子的谷间散射,由于声子在三重旋转对称性下具有赝角动量,在同时满足动量和能量守恒的条件下,可以得到遵从赝角动量守恒的选择定则K点导带(价带)角动量与K′点导带(价带)角动量之差等于该谷声子的赝角动量.众所周知,石墨烯拉曼光谱的双共振峰D反映了邻近K点声子的谷间散射[23,24].所以,根据拉曼光谱可以产生一个有明确赝角动量和频率的谷声子[19].5.4.3 二硫化钼的谷间散射有自旋轨道耦合的二硫化钼(单层转变为直接带隙)有带隙∆=1.65 eV且在能谷K 的价带顶有λK,v=150 meV的自旋劈裂.而在导带底有3 meV的劈裂,相比可以忽略.通过吸收或发射光子,可以观察到谷声子参与电子谷间散射,满足赝角动量守恒和能量守恒的选择定则为电子角动量的改变等于声子和光子角动量的代数和,价带自旋劈裂等于声子能量和光子能量的代数和.对于单层二硫化钼,在能谷处导带的赝角动量是1,−1,而价带是0[25].右旋极化光子激发了能谷K的一对激子(导带电子和价带空穴),右旋光子具有带隙的能量.因为激发的电子在能谷中心处,且声子具有能量,所以不能发射一个声子而被散射到另一个能谷中心.但是,由于价带有较大的自旋劈裂,空穴可以通过吸收一个受激圆极化光子并且发射一个手性谷声子而被散射到另一个谷,这里电子的自旋是固定的.图9 二硫化钼空穴散射发射K谷声子 (a)吸收右旋光子并发射角动量为lph=−1的声子;(b)吸收左旋光子并发射角动量为lph=1的声子[19]Fig.9.K-valley phonon emitted in hole scattering of MoS2:(a)A stimulated right-handed photon is absorbed and a phonon withl ph=−1 is emitted;(b)a stimulated left-handed photon is absorbed and a phonon withlph=1 is emitted[19].如图9(a),用受激右旋光扫描样品,可以观察到在λK,v+～ωph的能量处有一个共振峰,根据选择定则,发射的手性声子在K点具有赝角动量−1.共振峰在164.4 meV(另一个198 meV的峰不明显,因为48 meV声子的极化小).对于受激左旋光子,仅观察到一个190 meV的峰,对应于40 meV的声子模,而另两个模式不会参与,因为它们在镜像操作下是相异的,这是由于在散射过程中,整个系统在镜像操作下关于x-y平面是相同的.在受声子和光子散射后,电子和空穴对位于不同的能谷,这与近来发现低。
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反射与噪声对室内可见光定位系统精度影响及其克拉美罗界张秀楠;邵建华;柯炜;袁亚男;聂帅【摘要】基于到达信号强度(RSS)测距的方法,可见光室内定位系统中因为墙面反射和外界噪声等存在干扰,从而产生误差.将计算机图形学中的Phong模型应用到可见光定位的墙面反射模型中,通过计算仿真反射和噪声信号到达接收端的强度,与发射端直射到接收端的信号强度进行对比,发现干扰信号中反射信号的强度与直射强度处于同一个数量级上,因此干扰对于可见光定位系统误差的影响不容忽略.仿真得到这些干扰对于最终定位系统造成的误差,并且与表示定位性能的克拉美罗下界进行对比,发现最大误差达到1.82 m,平均误差为0.12 m,干扰现象在墙角区域明显.%The visible light indoor positioning system based on received signal strength(RSS)has positioning error due to the disturbance of the wall reflection and the external noise. This system applies Phong in computer graphics to the wall reflection of visible light positioning. Comparing signal strength from LEDs directly with the reflection and noise simula-tion at the receiving,it is found that signal strength of the wall reflection and direct strength are in the same order of magnitude. Thus the disturbance of the wall reflection and the external noise cannot be ignored. This article compares the simulation error caused by the disturbance to the positioning system with Cramer-Rao bound which represents the lower limit of the positioning error. It is found that maximum error is 1.8 m and the average error is 0.12 m. The disturbance phenomenon is obvious in the corner of the wall.【期刊名称】《南京师大学报（自然科学版）》【年(卷),期】2017(040)003【总页数】8页(P102-109)【关键词】可见光;定位;反射;噪声;克拉美罗界【作者】张秀楠;邵建华;柯炜;袁亚男;聂帅【作者单位】南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023;南京师范大学物理科学与技术学院,江苏南京210023【正文语种】中文【中图分类】TN929.1随着社会的加速发展,数据和多媒体等业务的迅速增加,人们对于室内导航与定位越来越依赖,特别是在较复杂的环境下,如在室内高保密会议和军、工、政保密工作场地,在公共区域、商业场所室内等. 因此,人们探索出很多种方法,如ZigBee定位技术、WLAN定位技术、红外线技术、超声波技术、蓝牙技术、超宽带定位技术、射频识别定位技术等[1]. 但是上述方法都需要通过安装发送与接收设备等繁杂的工序,并且这些技术对于安装环境的要求也较为苛刻,这些因素极大地增加了定位的成本,从而限制了这些技术的推广与使用[2].LED被称为第四代光源,它的发明为照明技术带来了新的革命,它集合了各种传统光源的优势,并且具有电压低、功耗低、寿命长、易于小型化等各项优点. 因此基于白光LED的通信技术应运而生,并以其能效高、绿色环保、不受电磁干扰等影响的优势,兼具照明与通信两种功能成为近几年来的一个研究热点. 从2000年,日本研究人员提出并仿真基于LED灯作为基站的可见光室内通信系统后,可见光的通信迅速得到各国的关注.基于白光LED的可见光室内定位技术也随之被提出. 目前已有的室内定位技术大多是在发射端通过各路LED灯不断发送一定的光信号,位于室内的移动目标接收到LED灯发来的信号,通过接收到的光信号来判断移动目标所在的位置. 每路LED灯通过发送不同频率的数据信号(FDM),或者在不同的时间发送数据信号(TDM),给每个LED灯一个自己的专用标识ID,来标记接收到的光信号来自哪一路[3]. 接收端在识别信号来源的同时,利用TOA、TDOA、AOA、RSS等方法进行测距. 但是大多文献没有考虑到外界干扰对距离测量的影响,进一步对定位精度造成的影响.在移动通讯中,关键的一个环节就是定位服务的精度要求,本文针对这一要求,研究定位过程中墙面反射光及外界自然光对定位精度的影响,对比不同定位方法中外界因素影响下的误差大小,并与克拉美罗界进行比对.1.1 系统模型本文所采用的系统模型如图1所示[4-5],该模型中室内定位场所为5 m×5 m×3 m 的空间,4个LED灯安装在天花板上,利用LED灯的照明与通信双重功能,对LED灯进行合理的布置,尽可能使接收平面上所有位置都能被光照覆盖. 4个LED灯光照强度完全相同,且发射信号自带信标(ID),使接收端(PD)能够分辨来自每个LED灯的信号强度.1.2 理想信道模型及定位方法1.2.1 信道模型室内定位系统主要由天花板上的LED灯作为发射源发出带有ID的光信号,光信号由接收端的PD接收. 图2给出了可见光室内定位系统的典型直射模型.本文中辐射模型采用最经典的朗伯辐射模型[6-7],其中发射端发出的光信号直接到达接收端的直射路径信道增益Hd可由式(1)表示.式中,AR是光检测器接收面积,θ是辐射角,ψ是接收角,TS(ψ)是光滤波器增益,g(ψ)是光聚器增益,FOV 为光接收机视角(Field Of View),n为朗伯系数,即式(2):,式中,θ1/2为LED光源的半功率角.直射路径中,接收端接受强度Pr与发射端辐射强度Pt之间的关系可由式(3)表示: 发送端辐射强度Pt为光功率,因此上式中接收信号强度Pr也是光功率,以下记作Pr_Opt,在光电探测器中首先将接收到的光功率以γ转换系数转变为电流[8],如式(4)所示:,则接收到的电功率表示为式(5):1.2.2 Phong模型和一次反射光信号从发射端传播到接收端途中,除了上面所述的直射情况,传播路径还包括反射部分,并且在信号传播过程中不可避免会有外界光被接收端所接收,这些都是可见光定位系统中的“噪声”. 本文中将这“噪声”简单分割为信号传播途中经过周围四面墙的反射光和外界包括自然光的一些干扰因素.为了简化模型,本节将讨论墙面一次反射光的信道模型. 本文中的反射面模型采用光照模型中的Phong反射模型[9],这个模型不同于理想的镜面反射和漫反射模型. 完全漫反射光可以被认为是光源发出的光被墙面接收,然后重新反射出来,即从一个方向射进墙面,又以各个方向均匀地向外射出,因此无论在什么位置都可以看到漫反射光. 而理想的镜面反射模型是光源发射出的光线以一个入射角射进一个光滑的平面,反射角一定是与入射角相同的,因此只有在反射方向才能看到反射光. 本文采用的Phong不同于上面两者,而是将完全漫反射光与镜面反射按一定的比例相结合,构成了一个与现实中的墙面反射比较为真实的模型.图3给出了可见光室内定位系统的墙面一次反射模型.如图3所示,光信号由光源辐射出去,墙面的反射可以看作是先把墙面作为接收端接收光信号,然后又作为发射端发射出去,因此这一反射过程可以看成把两次直射相结合. 在反射过程中,首先将墙面分割成许多的小平面,本文中称之为微元面,每个微元面的面积为1 dm×1 dm. 当光信号从光源处发射出去以后,房间四周墙面的某个微元面作为接收端接收光信号,此时光照经过第一段距离的衰减后,接收信号强度为: 式中,Hd为直流信道增益,是LED光源的强度,是墙面在直射路径下的接收强度.墙面上的微元面接收到光信号后又可以看作为一个朗伯光源,而每个微元面的辐射强度为:式中,ρsurface表示墙面的反射系数.在这种模型中,入射光根据反射系数有部分被吸收,以ρ·α的概率进行镜面反射,以ρ·(1-α)的概率进行漫反射.经过墙面一次反射后接收平面上的PD接收到的信号强度为:1.2.3 噪声模型本节所述噪声为接收端PD接收到的除去墙面反射光部分其它因素造成的干扰,主要包括热噪声和散粒噪声两个部分,具体参数如表1所示[10].热噪声的功率为:散粒噪声的功率为:1.3 定位方法本节中采用定位中比较经典的三边定位法进行定位. 根据三边定位法的原理[11-12],给出PD未知位置与4个LED已知位置之间距离构成的方程组,如式(12)所示.式中,(x,y)表示最终定位的PD的位置,(xi,yi)表示第i个LED灯在天花板上的位置,di表示PD到第i个LED之间的距离,该距离可由上述式(1)中的信道增益得到. 上面所说的三边定位法是针对理想情况下准确无误地测出发送端与接收端之间距离的,但是在现实条件下,由于反射和噪声等不可避免的干扰存在,测算出的收发端之间的距离往往会小于理想情况下测算出的距离,那么利用三边定位法就无法定位到接收端的一点,所以我们使用下列方法进行定位.将上式(12)变形得到式(13).将上式转换为矩阵的形式进行求解,即转换为AX=B,则方程组的解即为X=[x y z]′=A-1B.在本设计中因为A没有逆矩阵,则无法求解该方程组,因此我们这边引入了广义逆这个概念. 根据最小二乘法的准则,将目标函数定位为XLS=argmin‖AX-B‖2,解出该方程组的最小二乘解为X=A†B.1.4 定位误差与克拉美罗下界的对比克拉美罗下界(CRB)为任何无偏估计确定了一个下界,也就是不可能有方差小于这个下限的无偏估计量. 本文中,利用克拉美罗下界来表示可见光室内定位系统的性能好坏. 因此我们给出空间内各点处的克拉美罗下界,通过推导接收平面内各点的克拉美罗下界,可以得到在反射和噪声作为干扰条件下的定位理论最佳性能[13-14].由上面式(1)和(3)得到,式中,i=1,2,3,4表示第i个发射端LED灯的参数,因此Pni=(Pn1,Pn2,Pn3,Pn4)T表示第i个LED灯接收到的噪声功率,而且则有且,那么,因此克拉美罗下界的倒数可以表示为:2.1 定位系统的仿真可见光室内定位系统采用MATLAB软件进行仿真实验. 仿真中4个LED灯的位置分别在A(1,1,3),B(4,1,3),C(1,4,3),D(4,4,3). 利用RSS到达信号强度的方法进行测距,图4给出了4个LED光源照明强度的分布.2.2 反射及噪声的影响考虑干扰中一次反射及噪声对于定位精度的影响. 为了简化模型,本文中仅考虑四周墙面的反射,且墙面以常用的反射系数和镜面反射指数作为仿真模型,选取反射系数为0.66,以0.66×0.4的概率进行镜面反射,0.66×0.6的概率进行漫反射,不考虑天花板和地面的反射.图5和6分别给出了经过四周墙面反射后的反射光的强度分布图和空间内外界噪声的分布情况.由图5和6可示,一次反射光和外界噪声相对于直射光的强度还是比较大的,特别是反射光的强度,因此肯定会对定位精度造成较大的影响. 下面我们对反射光及噪声对于定位误差的影响进行仿真. 本文中采用误差公式[15](20)表达定位误差.式中,(xm,ym)表示仿真中利用最小二乘法定位出的坐标.图7和图8分别给出了仿真空间内各处由于一次反射光和噪声对定位误差造成的影响. 并且图9给出了把反射光和噪声作为一个干扰整体,其对于定位误差造成的影响.2.3 克拉美罗下界及其与算法误差的对比分析图10和图11分别给出在反射与噪声两外界干扰下的克拉美罗下界. 上面已经给出了定位性能的下界,我们将最小二乘法定位精度与这个下界进行对比. 图12和图13分别给出了反射和噪声在最小二乘法下的定位误差与反射和噪声作为观测误差下的克拉美罗下界对比图. 克拉美罗下界给出反射及噪声的平均误差为0.015 8 m,利用最小二乘算法下的平均误差为0.124 2 m,两者相差一个数量级,对比表明,最小二乘法运用下的定位精度相对较高.2.4 定位误差与反射系数的关系以上仿真是考虑了市面上较为常见的白粉墙面作为仿真对象进行一次反射,本小节中将研究墙面反射系数和光滑程度对定位误差造成的影响. 图14给出了不同镜面反射指数(α)下,定位精度与墙面反射系数之间的关系. 由图分析可得,墙面反射系数在0.3处,定位误差较小;定位误差会随着镜面反射指数的增加而增加,定位精度随之减小,即墙面越粗糙,在接近完全漫反射的情况下,定位误差最小,定位精度最高.本文对可见光室内定位系统进行了简要介绍,将在墙面上反射的复杂过程进行了简化,并采用光照模型里面比较经典的Phong模型进行仿真. 在朗伯模型的基础上,深入讨论了含有反射光和高斯噪声等干扰的影响下接收到的信号强度. 结果表明,相对于直射光的强度,墙面的反射干扰的强度还是很大并且不能忽略,因此对于干扰的研究十分必要.文章采用接收信号强度(RSS)的方法进行测距,然后使用最小二乘法实现定位. 整个系统采用使用广泛的LED灯进行照明,并且能实现室内定位,无需接收信号同步,因此设备简单,数据处理计算难度都不大. 最后将定位精度与克拉美罗下界进行了对比,仿真结果表明精度相对较高.然而,仿真结果可以看出最小二乘法下的定位精度与克拉美罗下界之间还是有一定的差距,定位误差的大小一直是衡量定位方法好坏的一项比较重要的标准,因此如何去减小定位误差提高定位精度的问题将成为接下来的研究重点.【相关文献】[1] 汪苑,林锦国. 几种常用室内定位技术的探讨[J]. 中国仪器仪表,2011(2):54-57.[2] 赵嘉琦,迟楠. 室内LED可见光定位若干关键技术的比较研究[J]. 灯与照明,2015,39(1):34-41.[3] NADEEM U,HASSAN N U,PASHA M A. 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