原子晶格

量子雷達的散射過程被看作光子與目標表面原子間的相互作用。對原子分佈的討論止步於對原子間距這一個參數的討論，這種描述目標表面的原子分佈的方式過於簡單。常温下金屬中的原子按照一定的晶格結構整齊排列，以QRCS 概念為基礎，對 QRCS 的解析表達式進行了進一步完善，並針對金屬目標三種常見晶格結構下的原子分佈對 QRCS 的影響開展研究，得到了一些有意義的新結果。 ^[1] 

對於傳統雷達而言，目標可見性可由其雷達散射截面積來描述。然而，傳統的 RCS 是在雷達發射大量光子， 並基於麥克斯韋方程推導出來的，這個概念並不適用於量子雷達這種只有少量光子照射的情況。基於楊氏多體散射 Marco Lanzagorta 推導了經典理論的反射定律，並提出少量光子照射條件下的 QRCS 概念。 ^[1] 

將目標看作是若干按照一定規律分佈的原子構成，光照射在目標上並散射的過程看為目標上原子的受激輻射過程，則探測器處的散射場就是目標所有原子受激輻射的光子所共同構成的。

QRCS 與目標各面元的入射角餘弦值成正比，對於複雜目標而言不同面元於光源和探測器的相對角度不同， 這樣的積分運算將進一步提高對散射截面計算的準確度。同時，在推導過程中保留了入射與散射角，這對雙站或多站探測模式下的目標可見性計算提供了參考。計算過程中沒有考慮到面元之間二次散射的問題，因此該方法僅適於討論凸表面目標的量子散射。 ^[1] 

雷達探測波長、作用距離、目標幾何形狀以及原子間距等因素對於目標 QRCS 的影響有所討論。而在對於原子間距的討論中，僅以一個數值描述原子間距大小並分析其對 QRCS 的影響是不準確的。目標表面金屬的性能是由其晶體結構決定的，金屬的晶體結構就是其內部原子的排列方式。描述晶體中原子排列規律的空間格架稱之為晶格，用以描述其幾何特徵的晶格常數包括晶格中三條稜邊長 (α，b，c) 其夾角 (α，β，γ)。 ^[1] 

在元素週期表一共約有110種元素，其中80多種是金屬，佔2/3。而這80多種金屬的晶體結構大致可以按照排列結構分為三種典型的晶格結構。其中包括非密置型結構體心立方晶格 (body centeredcubic lattice，bcc) 以及密置型結構的面心立方晶格(face centered cubic lattice，fcc) 以及密排六方晶格 (Hexagonal close-packed lattice，hcp)。 ^[1] 

面心立方以及體心立方晶格都是具有四方體的晶格結構，而密排六方晶格是正六邊形柱狀結構， 由於排列方式不同，在原子半徑相同時三種晶格具有不同的原子間距。波函數的相位中包含原子位置信息，不同的原子排列方式會對最終散射截面的計算產生影響。 ^[1] 

發展光子晶體和左手材料等功能介質對於設計新型全光、光電和光力器件具有重要科學價值，可用來實現於自然界很難直接獲取的一些特殊光學功能。 ^[2] 

例如：完全單向的光學傳輸行為，這對推動光學量子信息技術的不斷髮展具有積極意義。最近，人們利用運動原子晶格中源於多普勒效應的光學不互惠性和具有 PT 對稱性且增益與吸收總體平衡的光學材料取得了一些重要進展，預言和觀測到了嚴重不對稱的光學傳輸特性。 ^[2] 

研究了一個全光量子控制的超冷原子晶格，其特點是每個偶極阱所俘獲的原子均有高斯型的空間密度分佈且與三個相干激光（探測光、耦合光和綴飾光）耦合成一個 N 型系統。結果發現，在合適的參數條件下，探測光極化率的實部和虛部分別是原子晶格位置的奇函數和偶函數。這意味着在沒有增益只有吸收的情況下，獲得了一種具有 PT 反對稱性的光學勢。進一步的理論計算表明：在這種 PT 反對稱的一維原子晶格中，能夠實現動態可逆的完全單向反射。 ^[2]