下载文档原格式
光子晶体的特征光子晶体是一种具有周期性介电常数或折射率的光学材料，其特点是在某些频率范围内产生布拉格反射，形成光子带隙。
这种材料结构的存在使得它在光学传输、光纤通信、光学传感、太阳能电池等领域都有广泛的应用。
1. 呈周期性结构光子晶体的具有周期性的介电常数或折射率，呈现出周期性结构。
这种结构的存在使得光子晶体在特定频率范围内的光子带隙形成，产生高效的布拉格反射。
这种特殊的反射现象使得光子晶体在光学传输、光纤通信、光学传感等领域都有广泛的应用。
2. 光子晶体的色散特性光子晶体可以通过改变其周期性结构来调节其色散特性。
因此，光子晶体可以作为光学器件中的色散补偿器使用。
这种特性使得光子晶体在光学通信、激光器等领域有广泛的应用。
3. 具有高度选择性光子晶体具有高度的选择性，可以选择性地传递某些频率的光，而过滤掉其他频率的光。
这种特性被广泛应用于光学传感和光学滤波器等领域。
4. 具有非线性光学特性光子晶体具有非线性光学特性，可以通过改变其结构来调节其非线性光学特性。
这种特性使得光子晶体可以用来制备光学调制器和光学开关等器件，以及在生物医学成像和激光技术中有广泛的应用。
5. 具有可控光学性质光子晶体的光学性质可以通过改变其结构来调节。
这种可控性使得光子晶体在光学器件中具有广泛的应用，如可调谐滤波器、可调谐激光器等。
6. 可以制备多种材料光子晶体可以由多种材料制备，包括聚合物、玻璃、氧化物等，可以根据需要选择不同的材料来制备不同性质的光子晶体，这种特性使得光子晶体在不同领域有广泛的应用。
光子晶体作为一种具有周期性介电常数或折射率的光学材料，具有许多特殊的光学性质，如高度的选择性、非线性光学特性、可控光学性质等。
这些特性使得光子晶体在光学传输、光纤通信、光学传感、太阳能电池等领域都有广泛的应用。
一维金属-介质光子晶体的特性
高强;闫敦豹;袁乃昌;张国华
【期刊名称】《国防科技大学学报》
【年(卷),期】2005(027)004
【摘要】利用特征矩阵法对一维金属-介质光子晶体的特性进行了计算,发现此种光子晶体具有可见光透明,微波、紫外高反的光谱特性,而且存在比一维介质光子晶体更宽、反射更强的全向带隙.
【总页数】3页(P45-47)
【作者】高强;闫敦豹;袁乃昌;张国华
【作者单位】国防科技大学,电子科学与工程学院,湖南,长沙,410003;国防科技大学,电子科学与工程学院,湖南,长沙,410003;国防科技大学,电子科学与工程学院,湖南,长沙,410003;国防科技大学,电子科学与工程学院,湖南,长沙,410003
【正文语种】中文
【中图分类】O469
【相关文献】
1.一维电介质-金属光子晶体的光学特性研究 [J], 罗亚衡;王永生;王东栋;邓立儿;孙建
2.一维金属-介质光子晶体光谱特性研究 [J], 赵大鹏;时家明;刘必鎏;汪家春;袁忠才;许波
3.介质/金属一维光子晶体中电场分布研究 [J], 王艳红;吴楠;卢怀;汪剑波
4.光在一维金属/电介质光子晶体中的传播特性 [J], 邵伟伟;杨大鹏;刘相舜;张天浩
5.一维金属/介质光子晶体用于BaF_2晶体闪烁光谱修饰 [J], 吴永刚;林小燕;顾春时;顾牡;马晓辉;魏军明;陈玲燕
因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
一维光子晶体一维光子晶体是一种具有重要应用前景的新型光子学结构，它可以有效地利用晶体衍射机理来把光束指向指定的方向，从而在光子学领域有广泛的应用前景，比如光纤传输和传感系统等。
一维光子晶体是结构调制型光子器件，它包括一个可以传导电磁波的光子媒质，一系列由非常小的金属微粒或者其他材料形成的尺寸在几个微米到几十微米的衍射掩模，以及一组由致密反射器成形的边界条件。
这些衍射掩模组成的结构特性决定了光在光子晶体上衍射的特性。
一维光子晶体具有很高的可塑性，能够对光进行控制和分布，实现空间和光谱上的局域立体图。
它可以利用反射和衍射来改变和分散光，从而实现各种功能的光子学应用。
例如，它可以实现远距离的光纤通信，实现从宽带到单脉冲的高效传输。
此外，一维光子晶体还可以实现高分辨率的光谱分析，将小的变化可视化，从而实现传感技术，用于环境监测、测量和质量控制等应用。
一维光子晶体的基本结构如下，它包括光子媒质、边界条件、衍射掩模等部分。
首先，光子媒质是由晶体栅组成的，它具有电磁波的传导性能，可以有效把光束传导到掩模处。
其次，边界条件是光子晶体的结构和表面特性，它们包括一系列密封的反射层、折射层和透射层，它们由不同类型的材料组成，用于建立理想的光学界面。
最后，衍射掩模是一维光子晶体的核心结构，它由金属微粒或者其他材料形成，在几个微米到几十微米之间。
这些金属微粒会通过不同的衍射角，将光束折射到指定的方向，从而实现聚焦。
当前，一维光子晶体已经在实际的应用中得到广泛的应用，已经发展成为多种应用的重要技术。
它可以实现多种光子学应用，如透射成像、反射成像、光纤传输等，也可以实现传感器应用，用于环境监测、气象监测、测量和质量控制等。
未来，一维光子晶体将在更多的应用中得到广泛的应用，如光学计算和超精细细胞分析等。
总之，一维光子晶体是一种重要的光子学结构，它可以利用反射和衍射来改变和分散光，从而实现多种应用的光子学应用，如光纤通信和传感技术，具有广阔的应用前景。
一维光子晶体近年来，随着科学技术的飞速发展，一维光子晶体（one-dimensional photonic crystals）技术已经成为广泛受到关注的热门研究课题，正在受到越来越多的学者和科技界人士的瞩目和重视。
一维光子晶体的基本概念是，使用特定的材料和结构，可以实现光子的聚集，形成一维波导结构，从而实现光子的独立传输。
这种能控制光子分布和传播的结构，能够大大提高光子在固体中的传播速率，有效抑制杂散发射，从而提高传播效率。
一维光子晶体的概念可以追溯到上个世纪八十年代中期，当时的重点是尝试利用可调节的结构和材料，以控制非线性和磁场的折射率，实现特殊的光子传输性能。
随后，一维光子晶体的研究重点从非线性转向结构的光子学，以构建能够控制光子速率和光子强度的结构，以及相关的光子晶体结构和有效传播性能研究。
由于一维光子晶体结构具有非常强大的控制能力，它可用于提高光信号的传输速率，并有效抑制杂散发射。
在一维光子晶体中，可以利用介质的折反射率以及结构的传播性能进行控制，从而抑制光子速率的增加、减少散射损失，有效改善光信号的传输效率，并且还可以实现多样化的空间折射和可视效果，有利于电磁波的对比性和透明度。
此外，一维光子晶体也具有潜在的应用前景，例如用于视觉信号处理、光学数据存储和表面增强生物传感。
在视觉信号处理方面，一维光子晶体可以构建出低散射、高传输成像的图像，这比传统的光学系统更加精确、清晰。
在光学数据存储方面，一维光子晶体可以实现数据的高速存储，改善记忆存储效率。
而在生物传感器方面，一维光子晶体技术可以改善光传感的高灵敏度，促使生物传感的进一步发展。
由此可见，一维光子晶体技术具有广阔的应用前景，它可以为我们提供更加有效的光传输、存储和处理效果，为我们提供光源、显示器等设备所需要的更高效率、更加可靠的能源技术，并可能为我们后续的研究提供新的思维方式、新的思路，从而有助于市场技术的更新换代，推动我国光电技术的更快发展。
第31卷第9期光子学报Vol131No19 2002年9月ACTA PHOTONICA SINICA September2002一维光子晶体的有效折射率及色散特性陈慰宗1卜涛1,2付灵利1郑新亮1李绍雄1周景会1(1西北大学物理系,西安710069)(2西安交通大学物理系,西安710049)摘要对有限长度一维光子晶体引入了复有效折射率的概念1它的实部描述了一维光子晶体的色散特性,虚部反映了光在光子禁带被损耗衰减而消失的特征1从具体计算K/4波片堆组成的一维光子晶体的复有效折射率的结果可以看到,它的实部受到光子带结构的调制,在光子禁带及透射带中的一部分出现反常色散现象1在很大的频率范围内,有效折射率变得小于11关键词一维光子晶体;复有效折射率;K/4波片堆;反常色散;光子禁带0引言近年来,周期性结构的光子晶体在光通讯领域引起人们极大的研究兴趣,因为这种材料可能成为具有重要意义的先进技术中最为关键的材料1它的重要性以光子禁带的存在为主要特征1光子晶体中最简单的形式是一维光子晶体,即材料的折射率在一维方向上周期性地变化1在它的广泛应用中,最有潜在能力的应用是制成各种线性或非线性光学器件,包括非线性光学限幅器、光子带边缘激光器1、高增益光学参量放大器2、光子晶体光纤3等等1作为光学参量相互作用的器件,如二次谐波、频率上转换或下转换材料,要求光学材料本身可以实现光学相位匹配,才能得到高的转换效率1因此研究光子晶体的色散特性具有重要的实际意义11有限周期一维光子晶体的有效折射率的定义一维光子晶体是由不同折射率的介质片在空间周期性排列叠合而成的,每种介质通常是各向同性的,有确定的折射率1一般说来,色散特性是指介质的折射率随频率变化的关系1为了描述光子晶体这种特殊结构材料的色散关系,本文引入/有效折射率0的概念1对于有限长度、一维光子晶体的色散特性,先从复透射系数开始,设复透射系数为t(X)=V(X)+i y(X)=T e i<t(1)收稿日期:2002-6-11式中<t=arctan(y/V)?m P(2)<t是光透过介质传播时,总的相位移动1复透射率t(X)可以用传输矩阵的方法计算41<t包含了分层介质结构的所有的信息,如各层介质的折射率、各层的厚度、总的层数等等1整数m的选取应使<t(X)是单调递增函数,并且当X y0时,m=01仿照光在均匀介质中的传播,可以把透射场中总的相位积累表示为<t=K(X)D=(X/c)n e ff(X)D(3)式中,D是一维光子晶体总的几何长度,c是真空中的光速,K(X)是有效波矢,而n eff(X)是与晶体结构有关的有效折射率51当一束白光穿过一维光子晶体时,在透射光谱中,存在着光子禁带1即在某些频率范围内的光子不能在光子晶体中传播1因此,光子晶体的有效折射率应该是复数,并且在光子禁带有很大的虚部分量,以至于在光子禁带有接近100%的散射衰减,或者光被全部反射,形成消散场模式1因此,可将透射率改写如下:首先假定T=|t|=e-C D,这就意味着单位振幅的入射光场被衰减了e-C D,这里C =(X/c)n i,n i,是有效折射率的虚部1按照这个构思,把T改写成T=e In T1这样,复透射系数变成t=e In T e i<t=e i<=x+i y,因此i<=i<t+In T并令i<=i(X c-1^n eff D)(4)式中,<t仍由式(2)表示,^n eff是复有效折射率,用上置的/^0符号表示该量是复数1由式(4)得^n eff(X)=(c/X D)[<t-2-1iIn(x2+y2)](5)根据式(5),在光的透射带,x2+y2=1,复折射率的虚部为01而在光子禁带,T n1,散射衰减很大,导致光波逐渐消失,并且这时候,^n e ff(X)有一个很大的虚部1这样复有效折射率^n e ff(X)就较全面地描述了光在光子晶体中的传播行为1它的实部就是式(3)定义的光子晶体的有效折射率^n e ff(X),它的虚部表示光在光子禁带的衰减1可以把复有效折射率定义为真空中的光速与光在介质中的有效相位速度X/K^(X)的比值51即^n eff(X)=c/[X/K^(X)]=(c/X)K^(X)K^(X)是复有效波矢,上式可写为K^(X)=(X/c)^n e ff(X)(6)定义了复有效折射率后,式(5)就表示了光子晶体一般的色散关系12N个周期K/4波片堆组成的一维光子晶体的复有效折射率利用上面推导出的式(5)和式(6),考察一个实例,即由K/4片组成的一维光子晶体,数值模拟计算了它的复有效折射率的实部和虚部随频率的变化1这种光子晶体的一个基本周期是由折射率分别为n1,n2的两种介质组成,每层介质的几何厚度分别是a、b,每层介质的光学厚度是某一参考波长K0的1/4,所以一般称之为K/4波片堆1它符合的关系n1a=n2b=K0/4=P c/2X0(7)X0为与参考波长K0相对应的圆频率1根据文献4,用传输矩阵方法,可推导出N个周期的K/4介质材料的复透射率t N的实部x N和虚部y N,并且Z y=y N/x N=y1sin N Bx1sin N B-(x21+y21)sin(N-1)B(8)式中,x1和分y1别是这种结构的光子晶体的一个周期单元的复透射系数t1的实部和虚部,B是Bloch位相.x1=T12cos P g-R121-2R12cos P g+R212(9)y1=T12cos P g1-2R12cos P g+R212(10)B=arccos[(c os P g-R12)/T12](11)式中g=X/X01当光线是正入射时:T12=4n1n2/(n1+n2)2,R12= [(n1-n2)/(n1+n2)]21根据式(5),^n e ff(X)的实部为Re[^n eff(X)]=c<t/X D=(c/X D)#[arctan(y N x N?m P](12) m的取值应使<t是单调递增函数,可将它表示成Bloch相位的函数5,即m=int[N B/P+2-1](13)把式(8)、(13)代入式(12),经化简可得Re[^n eff(X)]=(c/X D){arctan[Z1tan(N B)#cot B]+int[N B/P+2-1]P}(14)式中,z1=y1/x11而^n eff(X)的虚部为Im[^n e ff(X)]=-(c/2X D)In(x2N+y2N)=-(c/2X D)In T N(15)根据文献4,T N为N个周期材料的透射率,此时T-1N=1+(sin2N B/sin2B)[T-1-1]T是单个周期的透射率T=T212/(1-2R12c os P g+R212)3数值计算结果与分析设n1=1.35(MgF2),n2=2.35(TiO2),N= 100,K0=1L m,把这些值代入式(14)及(15),计算出有效折射率的实部与虚部随频率g=X/X0的变化1如图1所示1(a)(b)图1波片堆的有效折射率的实部(a)与虚部(b)Fig.1T he real part and imaginary part ofeffective refractive index文献6用光学薄膜特征矩阵方法曾推导出,对于K/4波片堆组成的一维光子晶体,其禁带出现在g=1、3、5,,等处1从图1(b)中可以看到,光子禁带出现的位置与文献6完全相同1在每个禁带,^n eff(X)的虚部有较大的值,在禁带中心有极大值1而在透射带,有效折射率的虚部是很小的,并且是振荡的,这个振荡与透射率的振荡相关联,在透射率等于1的地方,有效折射率的虚11259期陈慰宗等1一维光子晶体的有效折射率及色散特性部为零1由此可见,^n eff(X)的虚部反映了光在光子禁带被衰减,在光子透射带能穿透的特性1 ^n eff(X)的实部反映了一维光子晶体的色散特性1从图1(a)明显看出,在光子第一透射带,有效折射率的实部随频率的升高而增加,是正常色散1而在光子禁带,(g=1、3、5...)等处以及透射带的前半部分,出现了反常色散,即^n eff(X)的实部随频率的升高而减少1光子晶体的色散曲线受到了其带结构的调制1这个特性为光子晶体作为非线性光学材料提供了达到相位匹配的可能性,只要合理选择晶体结构和非线性参量过程中相互作用的光的频率,就可以实现相位匹配,以达到高的转换效率1从图1(a)还可以看出,^n eff(X)的实部在频率大于一定值时,变得小于11这一点是均匀光学介质所不可能做到的1有人把小于1的折射率叫做反常折射率71在g=2、4、6...等偶数处^n eff(X)的实部从左、右两个方向趋于零,在g=2、4、6...点,^n eff(X)的实部是具有不确定值的间断点1这个结果与文献5得到的结果有所不同1但与文献7描述的结果相似1有效折射率的这些有趣的特性,还有待于进一步深入研究1如果增大两种介质的折射率n1与n2的差别,如设n1=1.35,n2=4.6(聚苯乙烯),其它条件与上面相同,计算出有效折射率的实部和虚部随频率的变化,其结果表示在图2中,可以看出,两种介质的折射率差别越大,光子禁带越宽, ^n eff(X)的虚部越大,光子晶体的色散曲线受到了其带结构的调制越深1然而,色散曲线的变化规律是相同的1图2K/4波片堆(n1=1.35,n2=4.6)的有效折射率的实部(a)和虚部(b)Fig.2T he r eal part and imag inar y part of effective refractive index(n1=1.35,n2=4.6)4结论在普通的光学介质中,折射率总是大于或等于1的,而由它们组成的分层介质结构,即一维光子晶体,其有效折射率可以小于1,并在光子禁带出现反常色散1光子晶体的色散特性又可以通过调节一维光子晶体的结构参数而改变1这些特点为一维光子晶体作为有发展前景的非线性光学材料鉴定了基础1参考文献1Dowling J P,Scalora M,Bloemer M J,et al.T he photonoc band edg e laser:A new approach to g ain enhancement.J A ppl Phys,1994,75(4):1896~18992Konotop V V,K uzmiak V.Simultaneous second-and third-harmonic generation in one-dimensional photonic crystals.J Opt Soc Am(B),1999,16(9):1370~13763M ekis A,Chen J C,K urland I,Fan S,et al.High tr ansmission through sharp bands in Photonic crystal w av eguides.P hys Rev Letter,1996,77(18):3787~37904Bendickson J M,Dow ling J P.Analytic ex pressio n for electr omag netic mode density in finite,one-dimensio nal,photonic band-gap structures.P hysical Rev iew(E),1996,53(4):4107~41215Centini M,Sibilia C,Scalora M,et al.Dispersive properties of finite,one-dimensional photonic band gap structures: Application to nonlinear quadr atic interactions.Physical Review(E),1999,60(4):4891~48986陈慰宗,申影,忽满利等1一维光子晶体的基本周期结构及其禁带特征.光子学报,2001,30(12):1453~14567Dowling J P,Bow den C M.Anomalous index of refraction in photonic bandgap mater ials.Journal of modern Optics,1994, 41(2):345~3511126光子学报31卷EFFECTIVE REFRACTIVE INDEX ANDDISPERSIVE PROPERTIES OFONE -DIMENSIONAL PHOTONIC CRYSTALSChen Weizong 1,Bo T ao 1,2,Fu Lingli 1,Zheng Xinliang 1,Li Shaoxiong 1,Zhou Jinghui 11Dep ar tment of Physics,N or thw est University ,X i .an 7100692Dep art ment of Physics ,Xi .an Jiaotong University ,X i .an 710049Received date:2002-01-11Abstract T he concept of complete effective refractive index for finite,one -dimAbstract:T he concept ofcomplete effective refractive index for finite,one -dim ensional photonic crystals w as introduced.Its real part described the dispersive properties;its im aginary part described the characters that light w as attenuated and evanescent inside photonic band g ap.The results of analytic compute of the complete effective refractive index for quarter wave stack show ed that its real part w as modulated by photonic band structure.T here are anomalous dispersive phenomenon in photonic band g aps and a part of transm itting bands.The effective refractive indexes are small than one in most of frequency rang es.This character can be used to realize phase -matched for parametric interactions of nonlinear optics.Keywords One -dimensional photonic crystals;Complete effective refractive index ;Quarter wave stack;Anomalous dispersion;Photonic bandgap;Chen Weizong w as born in Feb.1945.She received her M aster deg ree of science from physics department of Northwest U niversity in 1983.Since then,she has worked there.From 1988.1to 1989.5she studied in Imperical College of Science,Technology and Medicine,Lodon,U K as a visiting scholar.From 1995.12to 1998.6,she worked in University of Western Ontario,London,Canada.H er main research fields include nonliner optics,laser spectroscopy and inform ation optics.11279期 陈慰宗等1一维光子晶体的有效折射率及色散特性。
一维Si/SiO_2光子晶体滤波特性的研究光子晶体作为一种新型的人工光学复合材料,介电常数呈周期性变化。
由于它的光子带隙和光子局域特性,可以用来操纵电磁波的传播。
一维光子晶体可以用作光开关、光波导耦合器、带阻滤波器、全角度反射器等。
本文采用Si和SiO2两种介质材料堆叠的方式,设计了一种具有滤波特性的(Si/SiO2)D(Si/SiO2)N结构,在可见光波段和近红外波段通过传输矩阵法对一维光子晶体的滤波特性进行了理论研究,并通过射频磁控溅射沉积的方法制备出一维光子晶体薄膜。
主要研究内容总结如下:(1)基于传输矩阵法研究了一维周期和含缺陷光子晶体的传输特性、能带特性以及其在TE和TM模式下透射、反射特性。
对磁控溅射仪中膜厚监测仪的误差进行校正,研究了实验中溅射功率对薄膜表面形貌的影响和氩气压强对薄膜厚度的影响,然后得到了优化后的工艺参数。
(2)对可见光波段和近红外波段一维(Si/SiO2)ND(Si/SiO2)N结构光子晶体滤波特性进行理论研究。
研究表明:随着周期数增加,光子晶体禁带边缘的截止度越来越完整,能带更加分明;随着入射角的增加,在TE模式下,短波长处禁带的蓝移量比长波处更大,而在TM模式下则相反;对于掺入低折射率SiO2缺陷的光子晶体,缺陷模的峰值更高;当缺陷材料的厚度增加时,缺陷模发生红移。
在缺陷介质的厚度不变时,随着入射光角度的增加,透射谱中的缺陷模发生蓝移,且在TE模式下禁带中透射峰的峰值降低,半高宽减小。
在TM模式下禁带中透射峰的峰值在0-60°增加,最高可达99%,半高宽增大。
(3)通过磁控溅射实验制备了三种周期N分别为5,7,9的(Si/SiO2)N结构和三种周期N为3,缺陷介质D分别为SiO2、MoO3和TiO2的(Si/SiO2)ND(Si/SiO2)N结构的光子晶体薄膜,测试结果表明:随着周期数N由5增加到9,禁带范围内的反射率逐渐增大,在N=9时最高,达到95%;由于TM模下光子晶体对入射角度更敏感,所以随着入射角的增加,禁带宽度变化量大于TE模;当周期数增加时,对于TE 模和TM模,禁带宽度随角度的变化都越来越小,说明增加周期可减弱光子晶体禁带宽度对角度变化的敏感性。
光子晶体及其特性王娟娟摘要: 光子晶体是一种介电常数不同的、 其空间呈周期分布的新型光学材料。
通过深入研究,达到进一步了解光子晶体的原理、 特性、 制备方法以及应用之目的。
关键词: 光子晶体 光子禁带 光子局域 Purce ll 效应1.引言20世纪，半导体的发现并应用引发了一场影响开半导体材料，半导体内部存在周期性势场 电子受到周期性势场的调制发生布拉格散射形成能带结构，而带与带之间可能存在禁带，落入禁带中的电子则无法继续传播。
1987 年 E. Yablonovich 和 S. John 分别提出了光子晶体的概念[1-2]光子晶体是由不同介电常数的物质在空间周期性排列而形成的人工微结构，当电磁波通过光子晶体时 光子晶体中周期性排布的介电常数会对电磁波进行调制，从而产生光子能带能带之间可能存在禁带 与半导体对比可以发现在光子晶体中，周期性分布的介电常数起到了半导体中周期性势场的作用，同时与电子禁带相对应的也有光子禁带的存在，因此有人又把光子晶体称为光半导体 光子晶体可以用于制作光子晶体偏振器件、光子晶体微波天线、光子晶体棱镜、光子晶体光纤光子晶体波导等[3-6]在光通信，光电集成等方面具有极其广阔的应用前景。
2.光子晶体 光子晶体按照其周期性排列方式可分为一维、二维和三维光子晶体，它们的介电常数分别在一维、二维和三维空间上周期性排列，其中一维光子晶体就是常见的多层膜结构，二维光子晶体是周期性排列的介质柱或空气孔，三维光子晶体中介电常数则在3个方向具有周期性 在实际应用中，二维光子晶体有着更广泛的前景更受到人们的重视光子晶体具有高低折射率材料交替排列的周期性结构 可以对相应频率的电磁波进行调制产生光子禁带[7-8]，如果在3个方向上都存在周期结构，可以产生全方位的光子禁带，在全方位光子禁带中与该禁带频率相对应的电磁波将被完全禁止传播光子禁带是光子晶体的主要特性，光子晶体的另一个特性是光子局域 若光子晶体的周期结构被破坏就会在光子禁带中产生缺陷态，与之频率相对应的光子就被局域在缺陷态中，偏离缺陷态就会被强烈散射，我们可以通过在光子晶体中引入缺陷，制造缺陷态的方式来制作各种光子晶体功能器件，另外光子晶体可以抑制自发辐射 若光子禁带频率与光子晶体中原子自发辐射频率相吻合，则该频率光子的态密度为零，自发辐射被抑制，光子禁带和光子局域现象的存在为人为控制光的传播提供了可能。
一维光子晶体
1 一维光子晶体的介绍
一维光子晶体是一种新型的光纤，它可以整合传统的光纤和光子晶体的优势，用来实现光信号的传输和处理。
一维光子晶体具有两个显著特点：一是具有组织，即多种层结构；二是有能量带结构，即由一组复杂的原子束束在一个能量带内构成多集群。
一维光子晶体广泛应用于光信号收发和处理。
其主要功能包括：光传输、光放大、光调制、光压缩、光分流和光浊化等过程。
由于这些过程的优越性能，一维光子晶体可以大大提高光信号的性能，进而实现高效的信号处理技术。
一维光子晶体的制备方法有很多，主要有大原子自组装法、分子介导成膜法和多组分化学气相沉积法等。
这些方法都能够在几百纳米的范围内建立一维光子晶体。
一维光子晶体可以有效地改善信号传输和处理效率，并且可以在较短的光纤上传输大量的资讯，因而得到越来越多的应用。
它通常用于光纤通信、光存储、紫外波段感测等多个领域。
因此，一维光子晶体具有广阔的应用前景，可以为传统的光纤通信技术带来更高的效率，满足当今通信技术不断发展的需要。
用各向异性介质构造的一维光子晶体的特性分析Ξ武东升,刘 旭,李海峰(浙江大学光电系,浙江杭州310027) 摘要:本文根据单轴晶体的传输矩阵,研究了一种由各向异性介质周期排列构成的一维光子晶体,分析了在不同入射角度和折射率条件下,该周期结构的反射和偏振的光学特性。
分析结果表明,各向异性介质在折射率比值较大或与高折射率同性介质结合使用,可获得较宽的禁带,并可实现在可见光范围内的全偏振全角度反射。
关键词:各向异性介质;传输矩阵;一维光子晶体;光子禁带中图分类号:O734 文献标识码:A 文章编号:100520086(2002)0120046204Ana lysis of One-d i m en siona l Photon ic Crysta lM ade of Stra tif ied An isotrop-ic M ed i aW U Dong2sheng,L I U Xu,L I H ai2feng(D epartm en t of Op toelectron ics of Zhejiang U n iversity,H angzhou310027,Ch ina)Abstract:O n the base of tran s m itting m atrix of un iax ial an iso trop ic crystal,a k ind of one2di m en si onalpho ton ic crystal m ade of stratified an iso trop ic m edia is in troduced.W e analyse the op tical characteristicssuch as reflectivity and po larizati on of th is peri odic structu re in differen t inciden t tango s and refractivityconditi on s.In the end w e get the conclu si on that if the an iso trop ic m edia has a large rati o of refractivi2ties o r com b ined w ith h igh refractivity iso trop ic m edia,it m ay have a w ide band gap and reflect in all in2ciden t tango s and po larizati on conditi on s in the visib le ligh t range.Key words:U n iax ial an iso trop ic m edia;T ran s m itting m atrix;O ne2di m en si onal pho ton ic crystal;Pho2ton ic Band2gap(PBG)1 引 言 光子晶体是80年代末提出的新概念和新材料。
介质或金属材料在空间呈周期排列,某个频段的入射电磁波,在晶体中的光学状态密度(DO S,den sity of op tical states)可能会迅速衰减,导致无法传播,即形成光子禁带。
90年代末,美国的Yoel F ink等[1]把光子晶体的概念应用于一维周期排列,提出一维光子晶体全方位反射镜(om n idirecti onal reflecto r),引起了学术界极大的关注。
这种一维光子晶体全方位反射镜的每层介质都是由非晶态材料(非晶体)或晶态材料中的多晶体构成,介质内部均表现出各向同性。
各向异性的介质材料是否可以构成一维光子晶体并具有类似的禁带结构,迄今为止还未见相关的报道。
本文基于对单轴晶体的光学特性的研究,分析了各向异性的介质构成的周期结构。
该结构的每层介质都有一个光轴,与光轴垂直方向的折射率为n o;沿光轴方向的折射率为n e。
n o≠n e,即每一层都相当于一块单轴晶体,而相邻两层的光轴的夹角为90°(如图1所示)。
图1 各向异性介质的周期结构F ig.1 Per iod ic structure of un i ax i a l an isotrop ic m ed i a 光电子・激光 第13卷 第1期 2002年1月 Jou rnal of Op toelectron ics・L aser V o l.13 N o.1 Jan.2002Ξ收稿日期:2001206215 修订日期:2001209210 3基金项目:国家自然科学基金资助项目(60078001)。
2 理论分析 对于各向异性的介质,我们采用B errem an ’s 4×4矩阵法。
4×4矩阵法的核心是联系介质入射处和出射处的电场和磁场的切向分量的传输矩阵P 。
对于如图2所示的介质层,光轴与入射面(x 2z 平面)的夹角为Υ,则该介质层的传输矩阵为[2,3] P =Β0I +Β1∃+Β2∃2+Β3∃3(1)图2 介质层中的坐标关系F ig .2 Coord i na te rela tion i n the m ed i a layer 其中 ∃=∃11∃12∃130∃21∃11∃230∃34∃23∃13∃43(2)式中,∃11=∃13=0;∃12=1-X2Ε33;∃21=Ε⊥Ε∥-∃Εco s 2ΥΕ33;∃23=-Ε⊥∃Εsin Υco s ΥΕ33;∃34=1;∃43=Ε⊥Ε∥-∃Εsin 2ΥΕ33-X 2。
其中,Ε⊥=n 20;Ε∥=n 2e ;X =n 0sin Ηin ;Ε33=Ε⊥;∃Ε=Ε∥-Ε⊥。
Βi (i =0,1,2,3)是方程 exp (i k 0Κi h )=Β0+Β1Κi +Β2Κ2i +Β3Κ3i(3)的解。
其中k 0=Ξ c =2Π Κ0,Κ0是入射单色波的波长。
Κi (i =1,2,3,4)是∃的特征值, Κ1,2=±(Ε⊥-X 2)12 Κ3,4=±(Ε∥Ε⊥)12Ε33Ε33-1-∃ΕΕ∥co s 2ΥX 212(4)Βi (i =0,1,2,3)的解为 Β0=-64i =1Κj Κk Κlfiij ik il Β1=64i =1(Κj Κk +Κj Κl +Κk Κl )fiΚij Κik Κil(5) Β2=-64i =1(Κj +Κk +Κl )fiΚij Κik Κil Β3=-64i =1fiΚij Κik Κil其中,Κij =Κi -Κj ;f i =exp (i k 0Κi h );i ,j ,k ,l =1,2,3,4。
所有的i 、j 、k 和l 是相互不同的值。
当有不同下标的特征值有相同的值时,可用L ’Ho sp ital ’s 法则来确定Βi 的值。
这样我们就得到了4×4矩阵法在单轴晶体中的传输矩阵P 。
由多层各向异性膜组成的结构,可分别计算它们的传输矩阵P 1、P 2、P 3…,总的传输矩阵是各个矩阵的连乘[3] P =∏ni =1Pi(6) 有了膜系的传输矩阵,可以得到它的反射率[4,5]。
以7=[E x ,E y ,H x ,H y ]T 来表示磁场矢量,则7i 、7r 和7t 分别表示入射、反射和透射的电磁场矢量,70和71表示入射和出射介质内的电磁场矢量。
假定器件被夹在两种折射率分别为n 1和n 2的各向同性的介质中,系统的关系(见图3)为 7i +7r =70,7t =71,71=P 70(7)图3 入射、反射和透射矢量示意图F ig .3 Sketch map of i nc iden t ,ref lectedand tran s m itted vectors 在各向异性介质中,根据M axw ell 方程组和物质方程,可以得出E 和H 之间的关系。
这样我们就可以把7i 、7r 和7t 改写为(为便于标注,反射与透射的电场矢量用R 和T 表示): 7i =E xr x E x E y r y E y,7r =R xrx R x R y r y R y,7t =T xr ’x T x T y r ’y T y(8)式中,r x =n 1 co s Η1;r y =n 1co s Η1;r ’x =n 2 co s Η2;r ’y =n 2co s Η2。
其中,Η1为入射角;Η2=sin -1(n 1sin Η1 n 2)。
根据式(7)、(8),可得 T x =g 11E x +g 12R x +g 13E y +g 14R y・74・ 第1期 武东升等:用各向异性介质构造的一维光子晶体的特性分析 T x =g 21E x +g 22R x +g 23E y +g 24R y T y =g 31E x +g 32R x +g 33E y +g 34R y T y =g 41E x +g 42R x +g 43E y +g 44R y(9)其中,g 11=P 11+r x P 12,g 12=P 11-r x P 12,g 13=P 13+r x P 14,g 14=P 13-r x P 14g 21=P 21+r x P 22r ’x ,g 22=P 21-r x P 22r ’x ,g 23=P 23+r y P 24r ’x,g 24=P 23-r y P 24r ’xg 31=P 31+r x P 32,g 32=P 31-r x P 32,g 33=P 33+r y P 34,g 34=P 33-r y P 34g 41=P 41+r x P 42r ’y,g 42=P 41-r x P 42r ’y ,g 43=P 43+r y P 44r ’y ,g 44=P 43-r y P 44r ’y 解上面的方程组,就可以得到系统的反、透射系数:R x =r x x E x +r x y E yR y =r y x E x +r y y E y(10) T x =(g 11+g 12r x x +g 14r y x )E x +(g 13+g 12r x y +g 14r y y )E y T y =(g 31+g 32r x x +g 34r y x )E x +(g 33+g 32r x y +g 34r y y )E y (11)其中, r x x =Q -1[(g 21-g 11)(g 34-g 44)-(g 41-g 31)(g 14-g 24)] r x y =Q -1[(g 23-g 13)(g 34-g 44)-(g 43-g 33)(g 14-g 24)] r y x =Q -1[(g 12-g 22)(g 41-g 31)-(g 32-g 42)(g 21-g 11)] r y y =Q -1[(g 12-g 22)(g 43-g 33)-(g 32-g 42)(g 23-g 13)] Q =(g 12-g 22)(g 34-g 44)-(g 32-g 42)(g 14-g 24)]3 计算结果 针对图1所示的周期结构用上面各式计算反射系数。
