基于固体腔扫描法布里-珀罗干涉仪的大气温度绝对探测方法研究∗

王骏 崔萌 陆红 汪丽 闫庆 刘晶晶 华灯鑫

(西安理工大学机械与精密仪器工程学院,西安710048)

基于固体腔扫描法布里-珀罗干涉仪的大气温度绝对探测方法研究∗

王骏 崔萌 陆红 汪丽 闫庆 刘晶晶 华灯鑫†

(西安理工大学机械与精密仪器工程学院,西安710048)

(2016年12月5日收到;2017年1月21日收到修改稿)

大气温度是描述大气状态的重要基本特征参量之一.目前,基于Rayleigh散射的大气温度探测方法多应用于大气温度的相对探测,即温度反演时需要响应函数和校准程序.本文提出了利用固体腔扫描式法布里-珀罗干涉仪进行大气Rayleigh散射谱型的精细探测方法和残余米散射信号的抑制方法.根据Rayleigh散射谱特点,针对固体腔扫描式法布里-珀罗干涉仪的自由光谱区、固体腔几何长度、腔体介质类型、半高全宽、腔体反射率、扫描间隔等参数进行了优化设计.利用优化参数的固体腔扫描式法布里-珀罗干涉仪获取Rayleigh散射谱上离散点信息,并采用多项式插值方法获得拟合谱型,与根据标准大气模型和S6模型获得的理论谱型进行比对,大气温度探测不确定度小于0.8 K.当信噪比为10时,白天与夜晚的探测距离分别为4.5和7.9 km.该方法可实现大气温度廓线的全天时和高精度绝对探测,并对同类高光谱激光雷达分光系统研究具有借鉴意义,为我国高光谱激光雷达陆基及星载应用提供了一套可行的分光系统解决方案.

大气温度,瑞利散射光谱,高光谱激光雷达,固体腔扫描法布里-珀罗干涉仪

1 引言

大气温度是描述大气状态的重要基本特征参量之一[1],特别是研究气溶胶分布和大气污染物扩散问题都需要测定逆温层随时间和大气空间变化的特性,并且反演大气相对湿度剖面也依赖于大气温度剖面的测量.因此大气温度的全天时和高时空分辨率探测[2−4],对于研究云的形成、降水及大气污染物的扩散机理,改善大气环境预警与预报准确度,及研究全球气候变暖对策等具有极其重要的研究意义[5].Fiocoo等[6]提出了利用瑞利(Rayleigh)散射多普勒展宽来探测大气温度的理论,相比于大气分子的转动拉曼(Raman)信号强度,Rayleigh散射强度较大(约高3—4个量级),易实现较高的探测信噪比(signal to noise ratio,SNR).因此,基于Rayleigh散射的高光谱激光雷达易实现全天时和高时空分辨率探测大气温度廓线,该方法也日益引起研究者的关注.目前,针对大气温度的全天时和高时空分辨率探测需求,国内外发展出若干不同的Rayleigh散射高光谱激光雷达分光系统.作为分光系统核心部件的分光器,主要采用分子滤波器、原子滤波器和法布里-珀罗(Fabry-Perot,F-P)标准具分光[7−10],采用上述分光器件来构建大气回波信号分光系统的高光谱激光雷达已被应用于大气温度廓线的探测中[11−14].然而,采用上述分光系统提取Rayleigh散射谱特征参量时,仅可获取谱上两个特定点的能量信息,通过两者的比值获得散射谱宽的相对变化,用于反演大气温度,反演时需要响应函数与校准程序.因此,上述方法都属于大气温度的相对测量.

目前,随着电光晶体制备工艺的持续提高,不论是晶体的种类还是其内部均匀性以及大几何尺寸都取得了实质性的进展[15].以电光晶体作为F-P干涉仪固体腔介质时,通过周期变化的电压信号来调制电光晶体的折射率,以达到连续改变F-P固体腔光学长度的目的,进而可实现入射频谱的扫描选频.相对于压电陶瓷驱动的气体腔扫描F-P,电光晶体固体腔没有运动部件,易于保证腔体平行度和选频稳定性.在本文中,利用MHz量级频谱分辨率的固体腔扫描F-P干涉仪获得Rayleigh散射谱多个离散点能量信息,结合残余Mie散射信号抑制方法,精细探测大气Rayleigh散射谱型,进而获得散射谱半高全宽(fullw id th at halfmaximum,FWHM),实现大气温度的绝对探测[16,17],即反演大气温度廓线时不需要响应函数与校准程序.该方法具有良好的应用前景,对于同类激光雷达的分光系统研究具有借鉴意义.本文提出扫描分光方法,为我国高光谱测温激光雷达陆基及星载载荷提供了一套可行的分光系统解决方案.

2 理论

由于气体分子的热运动速率服从Maxwell分布,且空气分子始终处于运动状态,因此气体分子散射回波信号频率将发生变化,将形成多谱勒展宽.由于分子多谱勒展宽的谱线形状与温度T1/2正相关,因此利用高分辨率光谱检测技术测量出谱线的形状或FWHM,即可获得该点的绝对温度.在大气回波信号中,气压将导致探测激光中心频率两侧产生斯托克斯与反斯托克斯频移分量,这种由于气压引起的散射称为布里渊(Brillouin)散射.由于大气分子平均自由程与目前激光雷达采用的探测激光波长相当,因此由温度引起的Rayleigh散射多普勒展宽与压强引起的Brillouin散射谱型叠加形成的包络谱通常为GHz量级,并与Mie散射中心频率重叠,如图1所示.根据标准大气模型与S6模型[18],由于大气中形成Brillouin散射的压力分布相对稳定,因此可忽略其在反演中的影响.在大气温度为T的热平衡状态下,大气分子热运动速度可表示为

式中,ux为大气分子热运动在x方向上的速度,m为大气分子的分子质量,k为玻尔兹曼常数,T为大气的绝对温度.多普勒频移v可表示为

式中,c为光速,v0为入射光频率.由(1)式和(2)式可得出

假设

则F(ν,ν0)可表示为

经过转化可得

将A和B代入,大气分子的Rayleigh谱函数R可表示为

大气分子Rayleigh散射光谱的多普勒展宽的半高全宽∆νT表示为

式中,λ0为入射光波长,与ν0相对应.实现大气温度的绝对探测需要从回波信号中提取与大气温度相关的Rayleigh散射谱型信息,以电光晶体作为固体腔的扫描F-P干涉仪可实现全谱信息的分离与提取,精细拟合散射谱型获得其半高谱宽∆νT,根据(8)式实现大气温度廓线的绝对探测.

图1 Ray leigh-B rillouin散射与Mie散射的包络谱分布Fig.1.Envelope spectruMdistribu tion of Ray leigh-B rillouin and Mie scattering.

F-P干涉仪的功率传输函数TFP、自由光谱范围∆λFSR和3 dB带宽∆λres可分别表示为

式中,n为腔体介质的折射率;l为F-P干涉腔几何长度;θ为入射角;λ为谐振波长;R为F-P腔平行端面的反射系数;其中K=2π/λ.

当电光晶体横向施加外电场时,其波前相位(折射率)会随着电压线性变化的现象称为线性电光效应[19,20].当电光晶体横向施加外电场时,其折射率调制度∆n与外调制电压V的关系可表示为

式中,d为电极的长度;n0为未加电压时晶体的折射率;r为晶体的电光系数.

在F-P固体腔中,假设电光晶体长度为l,将(12)式代入(9)式,可获得固体腔扫描F-P的功率传输函数:

式中,Fe为固体腔F-P的精细度.通过外调制电压V的改变,获得不同的谐振波长.为减小Rayleigh散射谱的拟合误差,实现大气温度的精细探测,需对固体腔特征参数进行特殊设计.

3 分光系统设计

图2展示了高光谱测温激光雷达分光系统光路的工作原理.包含Mie和Rayleigh散射的回波信号(return signal)经透镜1(L1)准直后由分光棱镜(BS)分为两束,透反比为95:5.反射光束经透镜2(L2)聚焦后,利用微通道板光电倍增管1(PMT1)探测信号能量,用于归一化数据处理.透射光束输入固体腔扫描F-P(tunable F-P),利用电压调制器(voltage modulator)输出与回波信号同步触发的周期性时变电压信号,用以调制电光晶体的折射率,实时改变F-P固体腔的光学腔长,进而使固体腔扫描F-P透射中心频率连续改变,最终实现高光谱扫描分光(扫描频率为GHz量级).透射光束通过高光谱扫描分光系统后,再经透镜3(L3)聚焦后由微通道板光电倍增管2(PMT2)探测连续改变的离散点能量信息,根据微通道板光电倍增管的采样频率确定分光系统透射通道数量.为了增加分光系统透射通道数量,保证GHz量级谱宽的Rayleigh散射谱型的拟合精度,采取相同温度条件下多次扫描方式提高采样点数量.基于调制电压与所选透射频率惟一对应关系,利用选取特定间隔的m个调制电压值,在ti时刻(i=1,2,3,···)的单次扫描周期内获得m个透射频率.在ti+1时刻的单次扫描周期内,改变调制电压使m个透射频率与上一次记录的频率产生同向频差,以增加分光系统透射通道数量.

图2 高光谱测温激光雷达分光系统光路图Fig.2.ExperiMental setup for fi lter systeMin hyperspectralMeasuring teMperature lidar.

此外,在扫描回波信号谱时,需要将某一透射通道(IF)与激光频率ν0重合探测Mie散射信号强度,用于对其他透射通道中残余Mie信号的抑制.Mie散射是当激光波长小于或相当粒子尺寸时产生的一种弹性散射,相对于激光频率散射信号不会发生频移与展宽,因此回波信号中Mie散射频谱与探测激光频谱相同.使用固体腔扫描F-P扫描探测激光频谱,获得各扫描透射通道中Mie散射的能量占比.在对回波信号扫描分光时,根据与激光频率ν0重合的透射通道中Mie散射信号能量与标定其在扫描透射各通道中的占比,即可获得各扫描透射通道中Mie散射信号强度,继而实现Rayleigh散射信号中残余Mie信号的抑制.

4 分析与讨论

4.1 固体腔扫描F-P的初始参数设计

针对基于固体腔扫描F-P的高光谱分光系统需求,结合Rayleigh散射谱形特点与目前电光晶体的发展现状,需要对固体腔扫描F-P的自由光谱区、固体腔几何长度、腔体介质类型、FWHM、腔体反射率等特征参量进行优化设计,以实现高精度的大气温度廓线的全天时探测.

4.1.1 自由光谱区

根据标准大气模型,对流层的温度区间通常处于200—300 K,图3展示了发射激光波长为三倍频354.7 nm时,大气温度分别为200和300 K的Rayleigh散射谱分布.由于图3中大气温度为300 K的Rayleigh散射谱99.9%全宽小于11 GHz,利用固体腔扫描F-P获取散射频谱中离散点能量信息时,为了避免固体腔F-P自由光谱区边缘两透射通道同时与Rayleigh-Brillouin散射谱重合,对离散点能量代入附加测量误差.因此,固体腔F-P的自由光谱区取11 GHz.

图3 大气温度为200和300 K的Ray leigh-B rillouin散射谱分布Fig.3.Spectra d istribu tion of Rayleigh-B rillouin scattering at the atMospheric teMperatu re of 200 and 300 K.

4.1.2 固体腔长

当大气温度为300 K、发射激光为354.7 nm时,Rayleigh散射谱全高半宽∆λ为2.3065×10−3nm(对应频谱宽度为5.5 GHz),则固体腔F-P扫描透射中心波长应处于354.7±2.3065×10−3nm区间内.根据(10)式,对应固体腔F-P光学腔长应处于12.9685∓8.328×10−5mm区间内,因此固体腔光学长度可根据Rayleigh散射谱左端对应波长与自由光谱区宽度进行设计.目前,可应用于紫外波段的电光晶体主要包括磷酸二氘钾(KD*P)和偏硼酸钡(BBO),表1展示了上述两种电光晶体的光学特性.由于BBO晶体的电光系数较小,以至于产生相同波前相位差需要较大的半波电压,存在产生扫描电压的控制电路复杂、加载扫描电压精度要求高的缺点.此外,BBO晶体的折射率较大,减小了固体腔内电光晶体的几何长度,进一步增大了扫描电压.因此,F-P固体腔介质选择KD*P电光晶体.当横向调制时,根据表1中该晶体折射率,对应透射中心波长354.6979 nm固体腔的几何长度为8.5mm.

表1 KD*P和BBO电光晶体的光学参数Tab le 1.Op tical paraMeters of the electro-op tical crystals of KD*P and BBO.

4.1.3 FWHM

利用固体腔F-P扫描Rayleigh散射谱时,采用不同扫描间隔及FWHM条件获取谱上离散点信息,以拟合Rayleigh散射谱,通过与理论模型谱比对,获得固体腔F-P的最优FWHM及扫描间隔.综合考虑F-P腔的插入损耗、端面反射率、端面缺陷等影响因素,选择固体腔F-P的3 dB带宽分别为60,150和240 MHz进行对比及优化设计.图4展示了大气温度分别为200,250和300 K时,采用不同扫描间隔和FWHM获得Rayleigh散射拟合谱与理论谱的误差图.

根据图4所示,当FWHM拟合误差小于1%时,固体腔F-P的FWHM和扫描间隔都取60 MHz.F-P固体腔介质为KD*P电光晶体时,根据(12)式扫描电压为23.5 V.在扫描过程中,由于固体腔的光学长度L随扫描电压而变化,表示为

图4 采用不同扫描间隔和FW HM获得的Ray leigh散射拟合谱与理论谱的误差图(a)60 MHz扫描间隔;(b)150 MHz扫描间隔;(c)240 MHz扫描间隔;(d)使用不同FWHMsFig.4.Errors between fi tted and theoretical spectra of Rayleigh scattering by using diff erent scanning intervals and FW HMs:(a)Scanning interval of 60 MHz;(b)scanning interval of 150 MHz;(c)scanning interval of 240 MHz;(d)using diff erent FWHMs.

式中,r=25 pm/V是KD*P晶体的电光系数.由(14)式可以看出,电压与光学腔长和中心波长都呈线性关系,如图5所示.

图5 T=200 K、扫描间隔为60 MHz时,电压、光学腔长和中心波长的关系Fig.5.Relationship between voltage,op tical cavity length and central wavelength by using the scanning interval of 60 MHz at the atMospheric teMperatu re of 200 K.

4.1.4 腔体反射率

根据固体腔F-P的3 dB带宽分析可知,其对拟合误差影响最大,且带宽越小拟合效果越好,但由于制作工艺限制,本文选取固体腔F-P的3 dB带宽为60 MHz,固体腔几何腔长为8.5 mm,则由(10)式和(11)式可得腔体反射率R=98.38%.

4.2 分析

根据上述分析,表2展示了优化的固体腔扫描F-P的自由光谱区、腔体几何长度、腔体介质类型、3 dB带宽、腔体反射率和扫描电压(即扫描间隔).利用该固体腔扫描F-P可获得Rayleigh散射谱上185个离散点信息,利用多项式插值的方法对上述点进行拟合.图6展示了大气温度分别为200,250和300 K时,Rayleigh散射拟合谱型与理论谱型.当大气温度为300 K时,谱型最大绝对误差为22MHz,∆νT的误差为337 kHz.

表3展示了激光器、望远镜和PMT的使用参数.利用表3参数结合扫描数据获得如图7所示SNR曲线.当SNR为10时,白天与夜晚的探测距离分别为4.5和7.9 km.将利用固体腔扫描F-P获得的拟合谱型的∆νT代入(8)式,可得大气温度廓线,如图8中虚线所示,与由理论谱型计算的大气温度阔线最大误差为0.8 K.

表2 固体腔扫描F-P的特征参数Tab le 2.Characteristic paraMeters of solid cavity scanning F-P.

图6 (网刊彩色)带宽为60 MHz时,Ray leigh散射理论和拟合谱图(a)T=200 K;(b)T=250 K;(c)T=300 KFig.6.(color on line)Fitted and theoretical spectra of Rayleigh scattering at the bandw id th of 60 MHz:(a)T=200 K;(b)T=250 K;(c)T=300 K.

表3 器件参数表Tab le 3.Devices paraMeters.

图7 白天与夜晚的SNR曲线Fig.7.SNR curves at day-tiMe and night-tiMe.

图8 (网刊彩色)在不同大气温度下使用扫描带宽为60 MHz时拟合和理论瑞利散射谱FW HM,以及两者的误差Fig.8.(color on line)Fitted FW HMby using the scanning bandw id th of 60 MHz and theoretical FW HMof Ray leigh scattering spectra at the d iff erent atMospheric teMperatu re,and errors between them.

5 结论

针对大气温度的绝对探测,本文提出了基于扫描式固体腔F-P干涉仪的大气Rayleigh散射谱型精细探测方法,为大气温度的全天时和高精度绝对探测提供了全新的分光系统解决方案,进一步为人类活动关系密切、气象要素日夜变化明显的城市大气边界层内温度的精细观测、为研究各类天气过程的时空特征、变化规律及其物理机理,特别为城市热岛、高温热浪监测及预报等城市气象观测提供有效的探测和研究手段[20].该研究对提高区域温度预报的准确性以及建立数值模式、研究大气污染扩散等区域性气候变化有着重要的研究价值和显著的社会效益.

[1]Li Y J,Song S L,Li F Q,Cheng X W,Chen Z W,Liu L M,Yang Y,Gong S S 2015 Chin.J.Geophys.7 2294(in Chinese)[李亚娟,宋沙磊,李发泉,程学武,陈振威,刘林美,杨勇,龚顺生2015地球物理学报7 2294]

[2]Gong X,Hua D X,Li S C,W ang J,Shi X J 2016 Acta Phys.Sin.65 073601(in Chinese)[巩鑫,华灯鑫,李仕春,王骏,石晓菁2016物理学报65 073601]

[3]W ang H W,Hua D X,W ang Y F,Gao P,Zhao H 2013 Acta Phys.Sin.62 120701(in Chinese)[王红伟,华灯鑫,王玉峰,高朋,赵虎2013物理学报62 120701]

[4]Liu J,Hua D X,Li Y 2007 Acta Opt.Sin.27 755(in Chinese)[刘君,华灯鑫,李言2007光学学报27 755]

[5]Nobuki K,Akihito H,ShuMpei K 2012 Laser Radar Techno logy and Applications XVII BaltiMore,Maryland,USA,May 1–3,2012 p8379

[6]Fiocco G,Beneditti MG,Maschberger K,Madonna E 1971 Nature Phys.Sci.229 78

[7]Guo J J,Yan S A,W u S H,Song X Q,Liu Z S 2008 J.Optoe.Laser 19 66(in Chinese)[郭金家,闫召爱,吴松华,宋小全,刘智深2008光电子激光19 66]

[8]ShiMizu H,Lee S A,She C Y 1983 Appl.Opt.22 1373

[9]A lvarez R J,Caldwell L M,Li Y H,K rueger D A,She C Y 1990 J.AtMos.Ocean.Technol.7 876

[10]Hua D X,Uchida M,Kobayashi T 2005 Appl.Opt.44 1315

[11]G rau l J,Lilly T 2014 Opt.Express 22 20117

[12]Gu Z Y,W itschas B,Water W V D,Ubachs W 2013 Appl.Opt.52 4640

[13]Ma Y,Fan F,Liang K,LiH,Yu Y,Zhou B 2012 J.Opt.14 095703

[14]Gerakis A,Shneider MN,Barker P F 2011 Opt.Express 19 24046

[15]Li C S 2014 Acta Phys.Sin.63 074207(in Chinese)[李长胜2014物理学报63 074207]

[16]W itschas B,Gu Z Y,Ubachs W 2014 Opt.Express 22 29655

[17]K ischkata J,Petersb S,SeMtsiva MP,W egnera T,E lagina M,Monasty rskyia G,F loresa Y,K urlova S,Masselink W T 2014 Infrared Phys.Techn.67 432

[18]A lvarez R J,Caldwell L M,Li Y H,K rueger D A,She C Y 1990 J.AtMos.Ocean.Technol.7 876

[19]Zhong D Z,She W L 2012 Acta Phys.Sin.61 064214(in Chinese)[钟东洲,佘卫龙2012物理学报61 064214]

[20]W ang Q M,Zhang Y M2006 Meteorol.Sci.Technol.34 246(in Chinese)[王青梅,张以谟2006气象科技34 246]

(Received 5 DeceMber 2016;revised Manuscrip t received 21 January 2017)

PACS:92.60.hv,78.35.+c,42.68.W t,07.60.LyDOI:10.7498/aps.66.089202

*Pro ject supported by the National Natu ral Science Foundation of China(G rant Nos.61575159,41627807),the Natural Science Foundation of Shaanxi Province,China(G rant No.2016JM6010),the Scientifi c Research P lan Project of Shaanxi Education DepartMent,China(G rant No.15JK 1529),and the China Postdoctoral Science Foundation(G rant No.2015M570846).

†Corresponding author.E-Mail:dengxinhua@xaut.edu.cn

Investigation o f the abso lu te detection Method o f atMospheric teMperatu re based on solid cavity scann ing Fab ry-Perot interferoMeter∗

Wang Jun CuiMeng Lu Hong Wang Li Yan Qing Liu Jing-Jing Hua Deng-Xin†

(School ofMechanical and Precision InstruMent Engineering,X i’an University of Technology,X i’an 710048,China)

A tMospheric teMperature is one of the iMportant paraMeters for description of the atMospheric state.A t p resent,the measurement methods based on Rayleigh scattering are eMp loyed to relatively detect atmospheric teMperature profi les.That is to say,the definition of response functions and calibration procedures is required for teMperature retrieval.Because the therMal Motion rate of gas Molecule coMp lies w ith Maxwell distribution,and gas Molecule is always in motion state,the frequency of scattering return signal generates Dopp ler spectral broadening.There is a positive correlation between the fullw idth at halfMaximuMofw idened Dopp ler spectruMand T1/2,atMospheric absolute teMperature can be obtained by Measuring the Dopp ler spectruMshape.In this paper,the fine detection Method of the spectruMshape of Rayleigh scattering and residuary Mie-scattering correction method based on solid cavity scanning Fabry-Perot(F-P)interferoMeter are investigated.According to the characteristics of Ray leigh scattering spectrum,the free spectral range,the geoMetric length of solid cavity,the type of cavity Media,the fu ll w id th at halfMaximum,the reflectivity of cavity,and the scanning step are designed.W hen the electro-optical crystalof KD*P w ith the length of 8.5 mMacts as solid cavity MediuMof scanning F-P interferoMeter,the designed free spectral region and 3 dB bandw id th are 11.5 GHz and 60 MHz at the central wavelength of 354.7 nm,respectively.The energy datuMof 185 discrete points at Rayleigh scattering spectruMare obtained by using an optiMized solid cavity scanning F-P interferometer w ith the scanning voltage of 23.5 V.A fi tting spectruMis generated by eMp loying polynoMial interpolation Method at the atmospheric teMperature of 300 K.ThemaximuMabsolute error and fu llw id th at halfmaximuMerror of Rayleigh scattering spectruMare 22 MHz and 337 kHz,respectively.In order to verify the results,a nuMerical simu lation of Ray leigh scattering spectruMbased on standard atMosphereModeland S6model is perforMed.The detection uncertainty of atmospheric temperature is up to 0.8 K.As SNR(signal to noise ratio)is 10,the detection distance is 4.5 and 7.9 kMat day-tiMe and night-tiMe,respectively.The research p rovides a new solution of fi lter systeMfor the achieveMent of all-tiMe,high-precision,and absolute detection of atMospheric teMperature in the future.In Meteorology,in order to investigate the teMporal and spatial characteristics,the change ru les and physicalmechanisMof weather p rocesses,the teMperature in the boundary layer of urban atMosphere is absolutely detected,where huMan activities are frequent and the changesofweather eleMentsare obviously at day and night.In addition,the absolute detectionMethod ofatMospheric teMperature can p rovide the valid means to research urban heat island,weather forecast for urban environment,and high teMperature alert.In environMental studies,the absolute detection of atMospheric teMperature can p rovide the big aMount of scientific data for establishMent of nuMericalModel and research on air pollution diff usion.There is reference significance for the investigation of fi lter systeMof siMilar lidar.Simultaneously,the scanning fi ltermethod provides a feasible solution for the fi lter systeMw ith the characteristics ofMiniaturization,high anti-interference and high stability in the space-based p latform.

atmospheric teMperature,Rayleigh scattering spectrum,hyperspectral lidar,solid cavity scanning Fabry-Perot interferometer

10.7498/aps.66.089202

∗国家自然科学基金(批准号:61575159,41627807)、陕西省自然科学基金(批准号:2016JM6010)、陕西省教育厅科学研究计划专项(批准号:15JK 1529)和中国博士后科学基金(批准号:2015M570846)资助的课题.

†通信作者.E-Mail:dengxinhua@xau t.edu.cn

©2017中国物理学会C h inese P hysica l Society

http://w u lixb.iphy.ac.cn