介质厚度对一维三元结构光子晶体透射谱的影响
介质层厚度变化对光子晶体传输特性的影响
带 的 宽度 分 别 为 ０２ ，．ｏ ，．ｏ 。 ． ０５） ０３ａ 对 图 （ ）在 各 种条 件 不 变 、 种 介 质 层 的 厚 度 满 足 ａ ２５ ３， 两 ＝ ．ｂ时 ， 禁 带 中 心位 置 稍微 右 移 ， 目不 变 ， １ ｏ。 ３ 数 在 ． ） ，． ，． 处 出现 ３个 ６ ４８ 三 ∞
０ ０， ．∞０。 ． ０５
图 ２
３ 总 结
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Ｉ Ｎ Ｅ＆Ｔ Ｃ Ｎ Ｌ Ｇ Ｆ Ｒ ＴＯ ＣＥ Ｃ Ｅ Ｈ Ｏ Ｏ ＹＩ Ｏ ＭＡ Ｉ Ｎ Ｎ
Ｏｌ Ｔ论坛Ｏ
科技信息
练后 ， 到 了训 练 目标 的 要求 ， 误 差 小 于 Ｏ００ 。 达 使 ． １ ０
【 关键词 】 光子 晶体 ； 传输矩阵； 透射
光 子 晶体 的 发展 历 史 虽 然 只有 短 短 十 几 年， 已 经 引 起 了 学 术 界 但
叵三
的 广 泛 重 视 ， 多 科 研 工 作 者 在 光 子 晶 体 的 理 论 研 究 和 实 际 应 用 方 面 许
进行了大量 的工作 。 光子晶体 由于其独特的调节光 子传播状态 的功 能 ， 大 丰富 了光 电 子 学 本 身 的物 理 内涵 。它 在 半 导 体激 光器 、 波 导 大 光 器 件 以及 微 波 天 线 等 领 域具 有 广 阔 的应 用 前 景 【 。 ５ ｌ ｑ １ 一维 光 子 晶体 模 型
由两 种 不 同 介 电 常数 ｓ 、 薄 层 交 替构 成 的一 维 人 工 周 期 性 结 。８ 的 构 材 料 ， 期 为 ｄ ， 料 的 厚 度 为 ａ 折 射 率 为 ； 材 料 的 厚 度 为 周 ， 材 ， ｂ 折射率为 ｎ 。 ，
含一缺陷层一维磁流体光子晶体局域模磁场调控特性研究
本文选用水基 Ｆ ｅ Ｏ 磁流体作 为光子 晶体 的基元材料 ， 含一缺 陷层一维纳米磁流体光子 晶体结构 为
收 稿 日期 ： ２ ０ １ ３—１ ０—２ ８
基金项 目： 江西省教育厅科技项 目（ Ｇ Ｉ 』 １ ３ ６ ６ ０ ） ； 江西省研究生创新 专项资金项 目（ Ｙ Ｃ ２ ０ １ ３一￥ ２ ６ ２ ） 作者简介 ： 郝丽丽 （ １ ９ ８ ６一） ， 女， 河北邯郸人 ， 赣南师范学院物理与电子信息学 院 ２ ０ １ ２级硕 士研究生 ， 研究方向 ： 光学． ｔ通讯作者 ： 谢应茂 （ １ ９ ６ ３一） ，男 ， 江西寻乌人 ，赣南 师范学 院物理与 电子信息学院教授 ， 硕士生导 师， 主要从事激光物理 与光电子学研
究， Ｅ—ｍａ ｉ ｌ ： ｘ ｉ ｅ ｙ ｉ ｎ ｇ ｍ ａ ｏ ＠１ ２ ６ ． ｔ ｏ ｍ．
第 ６期
郝 丽丽 ， 谢应 茂
含一 缺 陷层一 维磁 流体 光子 晶体局 域模 磁场 调控 特 陛研 究
２ ３
的透射谱 ， 结 果如 图 ４所示 ． 由图 ４可 得 ： 局域模 波 长最 大 调控 量 为 １ ０ ｎ ｍ， 当折射 率 ｎ ：１ ． ４ ２ ５时光 子 晶体
学、 东北 大学 研究 人员 分别研 究 了基 于磁 流体 渗入 的光 子 晶体 光纤 带 隙效 应 的磁 光 传感 器 和 基 于磁 流 体 的 测量 磁场 的空心光 子 晶 体 光 纤 传 感 器 ｌ ｌ 卜Ｈ ； 深 圳 大 学 研 究 人 员 研 究 了 光 子 晶体 缺 陷模 的 带 宽 与 品 质 因 子¨ ． 但关于 Ｔ ｉ Ｏ 和 纳米 磁流体 作 为基元 材 料 的含一 缺 陷层 一维 纳 米 磁 流体 光 子 晶体 局 域模 磁 场调 控 特 性 的研究 鲜有 报道 ． 本 文研究 含 一缺 陷层 一维 纳米 磁流体 光 子 晶体 局域 模磁 场调 控特 性 ， 对认 识该 结构 的光 子 晶体 以及 应用 开发 此类 光子 晶体 有重 要 的意义 ．
一维准周期结构声子晶体透射性质的研究
一维准周期结构声子晶体透射性质的研究3曹永军 董纯红 周培勤(内蒙古师范大学物理与电子信息学院,呼和浩特 010022)(2006年4月6日收到;2006年6月20日收到修改稿) 提出了一维准周期结构的声子晶体模型.对弹性波通过该一维准周期结构声子晶体的透射系数进行了数值计算,并与周期结构的透射系数进行了比较.计算结果表明,弹性波通过一维准周期结构声子晶体时,同样会有带隙的出现,且带隙所在频率范围与周期结构的情形完全一样,不同的是在准周期结构声子晶体中,带隙内有很强的局域共振模.对此局域模性质的研究有助于声波或弹性波滤波器的制作.关键词:准周期结构,声子晶体,局域化PACC :4320,8160H ,4335,02603内蒙古自治区自然科学基金(批准号:200607010107)资助的课题.11引言经典波在复合结构材料中传播特性的研究越来越引起人们的兴趣,光子晶体的研究就是其中的一例[1,2].弹性材料平行而周期地排列形成所谓的声子晶体,当弹性波在这种人工复合材料中传播时,某些频率范围内的弹性波会被抑制,形成声子带隙[3—12].类似于晶体材料中引入杂质时会有杂质能级的形成一样,在声子晶体中引入缺陷体后禁带中也会形成缺陷模[13—18],与缺陷模频率共振的弹性波可以通过整个声子晶体,并且具有很高的品质因子.由于声子晶体有望被用于声滤波器以及声波导的制作和应用,因而这些性质的研究具有重要的意义.考虑到无序可引入局域化的现象[19],准周期系统又是介于周期与完全无序系统之间的一种典型结构[20],它的电子性质以及光学性质已被广泛研究[21—24].本文首先构造了一维准周期结构的声子晶体模型,接着研究了弹性波在其中的传播与局域化等性质,以期拓展声子晶体的应用价值,取得新的进展.21模型与计算方法 Fibonacci 序列是典型的一维准周期系统[25],通过替代规则A →AB ,B →A ,生成一个Fibonacci 序列ABAABABA ….现有两种各向同性的弹性材料薄层A 和薄层B ,弹性波在其中传播的横波和纵波速度分别为c A t ,c A l 和c B t ,c B l ,密度分别为ρA ,ρB ,厚度为d A ,d B .当它们按Fibonacci 序列交替排列时,就形成了所谓的一维准周期结构的声子晶体,如图1所示.为使计算结果更具有普遍性,我们考虑固体Π固体系统的情形,并且沿系统有限厚度的方向把其划分为多层薄片,系统沿y 方向是有限厚度,沿x 和z 方向为无限大,其界面如图1中的虚线所示.弹性波在各介质层中的传播行为可表示为ρ92U i9t2=T ij ,j ,T ij =c ijkl U k ,l .(1)这里采用了爱因斯坦规则(重复下标表示求和,逗号后的下标表示对该下标变量求导),i ,j ,k ,l =1,2,3,ρ和c ijkl 分别为材料的密度和弹性系数,U i 和T ij表示位移分量和应力张量分量.若弹性波只在xy 平面内入射,可只考虑平面内的xy 模,此时(1)式写为如下形式:-ρω2U 1=(c 11U 1,1+c 12U 2,2),1+T 21,2,-ρω2U 2=(c 44U 1,2+c 44U 2,1),1+T 21,2,T 21=c 44U 1,2+c 44U 2,1,T 22=c 12U 1,1+c 11U 2,2.(2)对各向同性材料有c 11=c 12+2c 14,c 12=λ,c 44=μ.第55卷第12期2006年12月100023290Π2006Π55(12)Π6470206物 理 学 报ACT A PHY SIC A SI NIC AV ol.55,N o.12,December ,2006ν2006Chin.Phys.S oc.图1 一维准周期结构声子晶体示意图 白色和灰色分别代表材料A 和材料B 对于系统中的任意一层介质,在x 方向可视为具有任意晶格常数a 的周期结构,在y 方向则具有均匀性,所以可将其中的波解作傅里叶展开后得U i T i=exp (i k y y )6nexp[i (kx+G n )x ]u iG t iG,(3)式中G n =2πan (n =0,±1,±2,…)为沿x 方向的倒格矢,k x 为布洛赫波矢,u iG ,t tG为对应项的傅里叶展开系数.将(3)式代入(2)式,整理后可得如下方程:[c 11(k x +G )2-ρω2]u 1G +c 12k x k y u 2G -i k y t 21G =0,c 44(k x +G )k y u 1G(4)+[c 44(k x +G )2-ρω2]u 2G -i k y t 22G =0,c 44k y u 1G+c 44(k x +G )k y u 2G +i t 21G =0,c 12(k x +G )u 1G +c 11k yu 2G +i t 22G =0.对于任意给定的倒格矢G 和布洛赫波矢k x ,解方程(4)可得k y 1,2=±ω2c2l-(k x +G )2,(5)k y 3,4=±ω2c 2t-(k x +G )2.(6)对应的傅里叶展开分量为u 2G =1,u 1G=k x +G k y 1,2,-i t 22G =c 12(k x +G )k y 1,2,-i t 21G =2c 44(k x +G );(7)u 2G =-k x +Gk y 3,4,u 1G =1,-i t 22G =-2c 44(k x +G ),-i t 21G =c 44k 2y 3,4-(k x +G )2k y 3,4.(8)在(5),(6)式中,c 1=λ+2μρ为纵弹性波速度,c t =μρ为横弹性波速度.将(5)—(8)式代入方程(3),可得弹性波在各层中的波解为U-i T=6Mn =-Mexp [i (k x +G n )x ]×62Nm =1A m R exp [i βm R y ]u mn R-i t mn R+62Nm =1A m L exp [i βm L y ]u m n L-i tmn L,(9)式中N =2M +1,下标R ,L 分别表示右行波和左行波.根据波在界面处的连续性边界条件可得u s Rt sR=u s +1R +u s +1L +R s +1--u sL t s +1R+t s +1L+R s +1--t sLTsR s+.(10)这里的上标s 意为第s 层.第s 层的反射矩阵R s+、透射矩阵T s和广义反射矩阵R s-分别定义如下:174612期曹永军等:一维准周期结构声子晶体透射性质的研究A s+L =R s+A s+R ,A s +1-R=T sA s+R ,R s-=exp [-i k y L d s ]R s+exp [i k y R d s ],(11)式中,d s 为第s 层的厚度,上标的s -(+)表示第s 层的左右边界.值得注意的是,出射层的广义反射矩阵为零,因此根据(10)式可由出射层开始算起,进而求出每一层中的反射矩阵和透射矩阵.入射波、透射波可分别表示为UinTin =u 1R t1R A 1R ,(12)U trTtr=u sR t sRTtotalA 1R .(13)这里,Ttotal=T N exp (i k N y R d N )TN -1…T1为总的透射矩阵,N 为系统的总层数.这样,入射弹性波在出射层的透射系数为T =6Mi =-MRe[(U tr 1i )3T tr 21i +(U tr 2i )3T tr22i ]Re[(U in 1i )3T in 21i +(U in 2i )3T in22i ],(14)式中,(U i )3为位移分量第i 阶变量的共轭,Re [・]为取出一个复变量的实部.以上计算方法的核心思想为模式匹配法[26,27],可计算弹性波通过一维有限厚的周期结构、准周期结构以及完全无序结构的透射系数.31计算结果及讨论 在计算中,材料A 和材料B 分别选取为环氧树脂(epoxcy )和铅(Pb ),波在A 介质中的横波和纵波速度分别为1157,2535m Πs ,密度为1180kg Πm 3;波在B 介质中的横波和纵波速度分别为860,2160m Πs ,密度为11400kg Πm 3.为简单起见,总使入射层和出射层为环氧树脂材料.首先计算了弹性波通过上述对应材料形成的一维周期结构的透射系数,系统共包含21个周期排列的介质层,且d A =d B =015a .不同频率的纵弹性波入射到该系统时,其透射谱如图2所示.在图2中有两个带隙出现,其中第一个禁带具有较宽的带隙,通带范围内有整齐的类周期振荡.利用带隙的性质,可有效地隔掉该频率范围内的弹性波.所以,对弹性波而言声子晶体本身就是一个有效的带阻滤波器.当横弹性波入射时情况也类似,只不过横波入射时出现多个禁带,但其带隙所在频率位置有所下降,带隙的宽度都没有纵波情形时的带隙Ⅰ宽,其透射谱如图3所示.下面选取纵弹性波为入射波,计算表明这不影响所得结论的正确性.禁带的出现能够提供一个良好的局域环境,如在周期结构声子晶体中引入缺陷体,带隙中可产生很强的局域模.与局域模频率共振的入射弹性波可以通过整个声子晶体,并且具有很高的品质因子.在声子晶体中通过引入各种缺陷体,使其产生各种局域态的研究已有大量报道[13—15].图2 纵弹性波通过一维周期结构声子晶体的透射谱 N =21图3 横弹性波通过一维周期结构声子晶体的透射谱 N =21准周期结构是介于周期结构和无序结构之间的一种典型结构,如果弹性材料按准周期结构排列形成复合材料系统,弹性波在其中的传播行为又如何呢?为此,我们以上述一维准周期结构声子晶体为例,研究了弹性波通过准周期复合材料系统的透射性质,即一维Fibonacci 结构声子晶体的透射性质.图4为纵弹性波入射到含有21层(d A =d B =015a )2746物 理 学 报55卷准周期介质的系统时,其透射系数随入射频率的变化关系.比较图2和图4可以发现,在准周期排列的声子晶体系统中同样会有禁带的出现,并且其带隙的宽度和所在频率范围与周期系统相同,不同的是准周期排列的结构中第一个带隙范围内引入了局域模,其中有一个局域共振模的透射峰非常陡峭,如图4所示.当然,由于局域态的存在打乱了通带范围内的类周期振荡.由此可见,通过引入缺陷体使其在声子晶体中产生局域态的方式并不是唯一的选择,利用准周期排列各组元材料同样可以在系统中产生局域态.这是因为准周期系统较之周期系统而言,其对称性有所下降,无序度有所增加,其效果就相当于引入缺陷体的作用.图4 纵弹性波通过一维Fibonacci 结构的声子晶体的透射谱 N =21由图4可以看出,有两支共振峰的透射率并不是很高,即品质因子不是很大.计算表明,这是因为所选的系统不够大的缘故,或者是N =21层的准周期系统还不足以把部分模式局域得很好.我们也研究了透射系数随介质层数N 不断增加的变化情况.图5是介质层数N =33和N =43的情形.图5(a )是N =33的情形,带隙中共振峰的透射率都有较大的提高;图5(b )是N =43时的情形,三支共振峰中的中间一支共振峰透射系数竟达到0196,不过此时左右两支的透射率又几乎变为零,这是因为系统太大的缘故.虽然系统存在这样的本征态,但由于系统太厚,入射波能量不能够与系统中的部分局域本征模发生有效的共振耦合作用,表现在透射谱上则是其透射率就非常低.在研究含缺陷体的声子晶体时,我们也发现了类似的现象[28].通过仔细比较图4与图5的结果还可发现,随着介质层数N 的不断增大,除了禁带内局域模的变化情况以外,通带内的透射峰也有不断发生分立变化的趋势.这一点与准晶体内的电子波函数随着系统不断变大而发生的现象非常类似[22,25].图5 纵弹性波通过一维Fibonacci 结构声子晶体的透射谱 (a )N =33,(b )N =4341结论本文提出了准周期结构声子晶体的模型.研究了弹性波通过一维准周期结构声子晶体的透射性质,并与周期结构的情形进行了比较.研究表明,弹性波通过一维准周期声子晶体时同样会有禁带的出现,利用准周期排列的特殊结构可在系统中产生局域共振态,表现在透射谱上就是带隙内会出现很强的共振峰.利用准周期排列的结构可产生局域态的性质,准周期声子晶体有望被用于制作声波或弹性波滤波器.此外,随着准周期排列的介质层数的增加,透射峰也有不断分立变化的趋势.在后续的工作374612期曹永军等:一维准周期结构声子晶体透射性质的研究中,我们将系统地研究弹性波在一维周期、各类准周期以及完全无序结构中的传播性质,希望对经典弹性波在各类复合结构中的传播性质有较全面的理解.[1]Johns on S G,Joannopoulos J D2002Photonic Crystals———TheRoad from Theory to Practice(D ordrecht:K luwer Academic) [2]Y ablonovitch E1987Phys.Rev.Lett.582059S igalas M M,Econom ou E N1992J.Sound Vib.158377[3]S igalas M M,Econom ou E N1993Solid State Commun.86141[4]K ushwaha M S,Halevi P,D obrzynski L et al1993Phys.Rev.Lett.712022[5]M artinez2Sala R,Sancho J,Scanchez J V et al1996Nature378241[6]Liu Z Y,Zhang X,M ao Y et al2000Science2891734[7]W ang G,W en X S,W en J H et al2004Phys.Rev.Lett.93154302[8]W ang G,W en J H,Han X Y et al2003Acta Phys.Sin.521943(in Chinese)[王 刚、温激鸿、韩小云等2003物理学报521943][9]W ang G,W en J H,Liu Y Z et al2005Acta Phys.Sin.541247(in Chinese)[王 刚、温激鸿、刘耀宗等2005物理学报541247][10]Zhong H L,Wu F G,Y ao L N2006Acta Phys.Sin.55275(inChinese)[钟会林、吴福根、姚立宁2006物理学报55275][11]G offaux C,S%nchez2Dehesa J2003Phys.Rev.B67144301[12]Chen Y Y,Y e Z2001Phys.Rev.E6436616[13]K helif A,Djafari2R ouhani B,Vasseur J O et al2002Phys.Rev.B65174308[14]K afesaki M,S igalas M M,G arcía2000Phys.Rev.Lett.854044[15]T orres M,M ontero De Espinosa F R,G arcía2Pablos D et al1999Phys.Rev.Lett.823054[16]Wu F G,Liu Y Y2004Phys.Rev.E6966609[17]Wu F G,Liu Y Y2002Acta Phys.Sin.511434(in Chinese)[吴福根、刘有延2002物理学报511434][18]Psarobas I E,S tefanou N,M odinos A2000Phys.Rev.B625536[19]Anders on P W1958Phys.Rev.1091492[20]Shechtman D,Blech I,G ratias D et al1984Phys.Rev.Lett.531951[21]K ohm oto M,Sutherland B,Iguchi K1987Phys.Rev.Lett.582436[22]Liu Y Y,Riklund R1987Phys.Rev.B356034[23]Huang X Q,Liu Y Y,M o D1993Solid State Commun.87601[24]Y ang X B,Liu Y Y,Fu X J1999Phys.Rev.B594545[25]M erlin R,Bajema K1985Phys.Rev.Lett.551768[26]H ou Z L,Fu X J,Liu Y Y2004Phys.Rev.B7014304[27]Li L F1998J.Mod.Opt.451313[28]Cao YJ2005Ph.D.Thesis(G uangzhou:S outh China Universityof T echnology)(in Chinese)[曹永军2005博士学位论文(广州:华南理工大学)]4746物 理 学 报55卷Transmission propertie s of one 2dimensionalqusi 2periodical phononic crystal 3Cao Y ong 2Jun D ong Chun 2H ong Zhou Pei 2Qin(College o f Physics and Electronics In formation ,Inner Mongolia Normal Univer sity ,Huhhot 010022,China )(Received 6April 2006;revised manuscript received 20June 2006)AbstractIn this paper ,the m odel of a one 2dimensional (1D )phononic crystal with quasi 2periodical structure is proposed.The transm ission coefficients of elastic waves through the 1D qusi 2periodical phononic crystal are numerically calculated ,and the obtained transm ission coefficients are com pared with those of the phononic crystal with periodical structure.The results show that the band gap can also be found in the phononic crystal with quasi 2periodical structure ,and the frequency range of the gap is the same as that of the periodical structure.H owever ,the only difference is that strongly localized resonant m odes appear in the gap of the qusi 2periodical phononic crystal.This study to the properties of the localized m odes is useful to the fabrication of the acoustic or elastic wave filters.K eyw ords :qusi 2periodical structure ,phononic crystal ,localization PACC :4320,8160H ,4335,02603Project supported by the Natural Science F oundation of Inner M ong olia Autonom ous Region ,China (G rant N o.200607010107).574612期曹永军等:一维准周期结构声子晶体透射性质的研究。
介质的排序及入射角对一维光子晶体禁带特性的影响
玄 Ｉ × Ｊ ｃ ０ 一 ． ｚ Ｌ ｓ ｉ ｎ ｆ ： 『 ｍ － 一］ Ｊ
心位置 都在 １ ５ ９ ５ ． ５ ｎ ｍ处 。图 １ 表明 ， 在入 射角 为 ０ 。时 ， 改变 基 本 周 期 内介 质 的排 列 顺 序 ， 禁 带 宽度 和 禁带 中心 波长 并没有 发生 变 化 。把 入 射 角 改为 ４ ５ 。 。经 过 仿 真 ， 禁 带 宽度 都 是 ５ ６ ９ ｎ ｍ ， 禁 带 的中 心位 置都在 １ ５ ０ ７ ． ５ ｎ ｍ 处。 这 表 明入射 角 为 ４ ５ 。时 ， 改变 基 本周 期 内介 质 的排 列顺 序 不 影 响禁 带 宽度 和 禁 带 中心波 长。经过多次仿真 ，只要角度取定 ， 改变基本周期 内两层介质
光 子 晶体 由 ｓ ． Ｊ ｏ ｈ ｎ 和Ｅ ． Ｙ ａ ｂ ｌ ｏ ｎ ｏ ｖ ｉ ｔ ｃ ｈ独 立 提 出 ，它 是 由 不 同折 射 率 的介 质 周 期性 排 列而 成 的人 工 微 结 构 。在一 定 频 率 范 围 内 的光波 能 通 过 光子 晶体 ， 形 成光 子 导 带 。另 一些 频 率 光 波不 能通 过 ， 形 成光 子 禁 带 。 自从提 出光 子 晶 体概 念 以来 ， 光 子 晶体 的 理论 得 到迅 速 发 展 。王旭 东等 人 研 究 了带 隙相 对 宽度 随介质折射率 比值变化 的规律 ， 认为在结构及折射率一定的情 况下 ，调整介质的大小 ， 不能改变带隙的相对 宽度。刘启能研
１传输矩阵
折射率 ｎ 、ｎ ， 厚度为 ａ 、ｂ的 两种 介 质 交 替周 期 排 列 即可 组 成 一维 光子 晶体 结 构 ， 周 期厚度 即 为 ｄ ＝ ａ ＋ ｂ ， 这 一结 构与 多层 介 质膜 相 同 ， 空 气折 射 率为 ｎ 。 ＝ １ 。 根 据 薄 膜光 学 理 论 ， 光 在每 层 介 质 中 的传 输特 性 可 用 一个 ２ ｘ ２ 的特 征矩 阵表 示 ， 对于 第 ｊ 层 介质 ， 其 特 征矩 阵为 ：
一维金属-介质光子晶体光谱特性研究
ａ ｄ ｔ ｅ ｔ ｉｋ ｅ ｓ ｏ ｅ ｄ ｅ ｅ ｔｉ ｍａｅ ａ ， ｅ ｉｄ ｘ ｏ ｅｒ ｃｉ ｎ ｏ ｈ ｉｌｃｒｃ ａ ｄ ｍｅａｌ ｔ ｒ ｓ ｃ ｍｐ ｓ ｄ ｎ ｈ ｃ ｎ ｓ ｆ ｉｌｃ ｒ ｔｒ ｔ ｎ ｅ ｆｒ ｆ ｔ ｆ ｔ ｅ ｄ ｅｅ ｔ ｎ ｔｌ ｃ ｍａ ｅ ａ ｏ ｏ ｅ ｈ ｈ ｔ ｃ ｉ ｌ ｈ ａ ｏ ｉ ｉ ｉ ｌ
维普资讯
第３ ８卷 第 ７期
２０ ０ ８年 ７月
激 光 与 红 外
Ｉ Ｅ ＡＳ Ｒ ＆ Ｉ ＲＡＲＥ ＮＦ Ｄ
Ｖｏ ． １３８． ． Ｎｏ ７
Байду номын сангаас
Ｊｌ ２０ ｕｙ， ０ ８
文章编号： ０－ ７ （０８ ０－ ８－ １ １ ０ ８２０ ）７ ６８ ４ ０ ５ ０ ０
・ 电材料 与器 件 ・ 光
一
维 金 属 一介 质 光 子 晶体 光谱 特 性研 究
赵 大鹏 ， 时家 明， 必鎏 ， 刘 汪家春 ， 忠才 ， 袁 许 波
（ 解放 军电子工程学院安徽省红外 与低温 等离子体 重点 实验室 ， 安徽 合肥 ２ ０ ３ ） ３０ ７
摘 要 ： 采用 干涉 矩 阵方法 对一维 金属 一介质 光 子 晶体 的 光谱 结构 进 行 了研 究。 结果 表 明介 质材 料 的厚度 、 射率 以及 金属材料 折射 率 的虚部 对 光 子 晶体 光 谱 的 影 响可 以采用 驻 波理 论 折
１ 引 言
从 而为金属 一介质光子 晶体 的应用 提供理论指 导 。 ２ 计 算原 理 设所 研 究 的光子 晶体模 型 如 图 １ 所示 。 图 中波
电磁 波 在 金属 中传播 时有 一个 重 要特 性 ， 是 就 存 在截 止现 象 。当频 率 低 于 金 属 的截 止 频 率 时 ， 电
具有复介电常量对称结构一维三元光子晶体透射谱的研究
【 作者简 介］ 蒙成举（９９ ）男 ， 西环 江人， １ 一 ， 广 ７ 河池 学院物理 与电子工程 系实验 师， 主要研 究方 向： 光子 晶体
理论和特性。
［ 基金项 目］ 广 西 自然科学基金资助项 目（０ １ｘ ｓＡ １１５ ， 西教育 厅科研基 金资助 项 目（００２ Ｓ ２１Ｇ Ｎ Ｆ ０８４ ）广 ２１１Ｍ
子 晶体 材 料看成 普 通透 明介 质 一Ｊ而不 考虑 介质 材料 的光 吸 收特性 和 电磁性 质 ， ， 即介质 介 电常量 被 看 为实 常数 。事 实上 ， 任何 材 料都 有一 定 的 电磁 性质 ， 同时也 不 可能 是 百分 之 百 的透 明 ， 当介 质 复 介 电常 量 虚部 为
引入复介 电常量 引起透射峰 的透 射率衰减或增益强度不 同。这 些特性 对设 计光放 大器、 衰减 器等新 型光 学器件 有
一
定 的参考价值 。
［ 关键词 ］ 光子 晶体 ； 一维三元 ； 电常量 ； 衰减； 复介 透射 透射增益
［ 中图分 类号】 ０ ３ ４１ ［ 文献标识码 ］ Ａ ［ 文章编号 ］ １７ ９ ２ （０ １ ０ ６ ２— ０ １ ２ １ ）５—０ １ ０ ０ ５— ５
Ｔ Ｅ波 和 Leabharlann 波 。 Ｍ ２ 数 值 模 拟 结 果 与 分 析
２ １ 实 介 电常量光 子 晶体 的透射 谱 ．
通过 传输 矩 阵法理 论 … 算 模 拟 实介 电 常数 时 对 称 一 维 光 子 晶体 计 （ Ｂ ）（ Ｂ 的透射谱 ， Ａ Ｃ Ｃ Ａ） 结果 如 图 ２所 示 。 从 图 ２可 以看 出 ， Ａ、 ｃ介 质均 为实介 质 ， 当 Ｂ、 即普通 介 质 时 ， 维 三 一 元结 构 光子 晶体 （ Ｂ ）（ Ｂ 在 波长 为 ５８～ ０ ｍ 的范 围 内形成 一 Ａ Ｃ Ｃ Ａ） １ ７０ｎ
介质光学厚度对光子晶体透射峰带宽的影响
２ 计 算 结 果 与 分 析
２ ． １ 光 子晶体 的透 射谱
利 用传 输 矩 阵法 理 论 ， 再 用 Ｍａ ｔ ｈ ｌ ａ ｂ编 程模 拟 计 算 ， 可 得 一 维 光子 晶体 （ Ｃ Ｂ Ａ） （ Ａ Ｂ Ｃ） 的透 射 谱 ， 如 图 １所 示 。从 图 １可 见， 在主禁 带 中的 １ ８ ２ １ ． ９ ｎ ｍ 波 长 位 置 出 现 了 １条 透 射 率 为 １ ０ ０ ％ 的窄透 射峰 （ 缺 陷模 ） ， 透 射 峰 形 成 的 原 因 可分 析 为 ： 一 维 光子 晶体模 型 （ Ｃ Ｂ Ａ） （ Ａ Ｂ Ｃ） 可 写为 ： Ｃ Ｂ Ａ Ｃ Ｂ Ａ Ｃ Ｂ Ａ Ｃ Ｂ Ａ Ｃ Ｂ Ａ
射峰 带宽的这种影响规律 ， 可为光子 晶体设计不 同频率 范围的高品质 光学滤波器和光开关等提供理论指导。 ［ 关键词 ］ 光 子晶体 ； 光 学厚度 ； 透射峰带 宽
［ 中图分类号 ］ Ｏ ４ ３ １
［ 文献标识码 ］ Ａ
［ 文章 编号］ １ ６ ７ ２— ９ ０ ２ １ （ ２ ０ １ ３ ） ０ ５ — ０ ０ ３ ３ — ０ ５
题（ ２ ０ １ ３ Ｚ Ａ －Ｎ ０ ０ ３ ， ２ ０ １ ３ Ｂ －Ｎ ０ ０ ５ ， ２ ０ １ ０ Ａ －Ｎ Ｏ ０ ３ ） 。
Ｏ 引言
人们对光子 晶体¨ ＿ ２ 的认识并加 以研究应用 ， 是在 ２ ０世纪 ８ ０年代末它 的概念 由 Ｊ ｏ ｈ ｎ和 Ｙ ａ ｂ ｌ ｏ ｎ ｏ ｖ ｉ ｔ ｃ ｈ
潘 继环 ， 黄星寿２
（ 河池学 院 １ ． 物理与机 电３ － 程学院 ； ２ ． 计算机与信息 ３ －程 学院 ， 广西 宜州 ５ ４ ６ ３ ， 研 究介 质光学厚度对一维光子 晶体 （ Ｃ Ｂ Ａ） （ Ａ Ｂ Ｃ ） 透射峰 带宽 的影 响 ， 结
一维三元光子晶体缺陷模的特性研究
李文胜等
一维三元光子晶体缺陷模 的特性研究
Ｍ ＝ （ Ｍ６ ） Ｍｄ Ｍ。 Ｍ Ｍ Ｍ （ Ｍ６ ）
（） １
光 线 垂 直 入 射 时 ， 述 含 缺 陷 的 三 元 光 子 晶体 的 上
其 中 Ｍ。 、 和 分 别 是 ｎ ｂ ｃ 种 介 质 和 缺 透 射 谱 如 图 ２所 示 。 、 、、三 陷层 的 特征 矩 阵 ， 为 缺 陷 层 两 侧 周 期 数 。 对 于 Ⅳ 介质 口 其 特 征 矩 阵 。的具 体 表 示 是 ，
显 著 特 点 就 是 存 在 光 子 频 率 禁 带 ， 称 光 子 禁 简 带 。 如果 光 的频 率 落 在 禁 带 内 ， 光 在 光 子 晶体 则
１ 计 算模 型
本 文 计算 所 用 含 缺 陷 的一 维 三 元 光 子 晶 体 结
中的 传播 被 禁 止 。 已有 研 究 表 明 ， 由三 种 电介 质 构 如 图 １所 示 。 图 中 Ⅱ ｂ ｃ的 折 射 率 分 别 为 ｎ 、 、、 。 交 替 排列 而 成 的一 维 三 元 光 子 晶体 的禁 带 宽 度 大 ｎ 和 ， 陷 层 ｄ的折 射 率 和 几 何 厚 度 分 别 是 ｎ 缺 于 相 应 的 二 元 光 子 晶 体 ］ 如 同 电 子 晶 体 中 的 。 杂 质 或缺 陷会 在 禁 带 中形 成 杂 质 能 级 一 样 ， 光 在 子 晶 体 中 引入 缺 陷 后 ， 会 在 其 禁 带 中 出 现 缺 陷 也
基 金 项 目 ：湖 北 省 教 育 厅 基 金 项 Ｅ（ ２ Ｏ ２ Ｏ １ ｔ Ｑ Ｏ７ ３ Ｏ ）
作 者简 介 ：李 文胜 （ ９ ５ ） ， １ ５ 一 男 湖北监 利人 ， 湖北汽 车工业 学 院理学 系副教 授 ， 主要 从事 光学 的教学 与研 究 。
缺陷光学厚度对对称结构一维光子晶体透射谱的影响
Ｏ 引言
光子 晶体 的概 念是 ２ 纪 ８ ０世 ０年代 末 Ｙ ｂｏｏｉｈ和 Ｊｈ ａｌｎｖｔ ｃ ｏｎ提 出 的＿ Ｊ它 的最 根本 特 性 是 具 有类 似 于 ｌ ， 电子 半导 体能 带结 构 中 的禁 带一 一 光子 禁 带 ， 频率 落 在 禁 带 中的 光被 禁 止传 播 。其 独 特 的光学 特 性 和 潜在
［ 作者 简介 ］ 苏安（ ９３一） 男（ １７ ， 壮族 ） 广 西都 安人 ， ， 河池 学院物理 与 电子 工程 系副教授 ， 主要研 究方 向： 光
子晶体理论和特性。
［ 基金项 目］ 广 西 自然科 学基 金 资 助项 目（ ０ １ ｘ Ｓ Ａ １ ｌ５ ９ ｌ２ ） 广 西教 育 厅 科研 基 金 资助 项 目 ２ １ Ｇ Ｎ Ｆ Ｏ ８４ ０ ９ ０ ６ ；
一
中 心 波 长 时 ， 正 情 况 下 禁 带 中心 出现 单 透 射 峰 ， 负情 况 下 则 出现 三 条 透 射峰 ； 双 双 当缺 陷 ｃ的 光 学 厚 度 等 于 中 心
波 长 时 ， 正 情 况下 出现 三条 透射 峰 ， 双 负情 况 下 则 出现 五 条 透 射 峰 。 对 称 结 构 光 子 晶 体 的 透 射 谱 随缺 陷光 学 双 而
的应 用前 景 吸引着 越来 越 多 的人 进 行深 入 的研究 。很多 研究 结果 已经 表 明 ， 子 晶体将 在光 滤波 器 、 学开 光 光
关、 光波导等光学器件的设计上发挥着重要的作用 Ｊ 。
基于向列相液晶缺陷的一维光子晶体可调滤波特性的研究
Ａ ｄｓｎＡ － ／ ｉ ｌ ｇ
２
ｎ
Ａ
Ａ
］㈤ ，
（） ４
式 是 晶 总 转 ， ＝ ＋８２ ， ＝ ￣ ｄｄ ｄ 液 层 度 Ａ 为 中 液 层 旋 角 Ａ √ （ ） Ｂ ２Ｍ ／ ， 为 晶 厚 ， ｎ 液 ／ ｒ ， ，
晶的双折射 率 ，它是 电场和温 度 的函数 ． 当仅 考虑 电场作 用时 】 ：
Ａ ＝／ ｎ￣ｚ ｎ， ｎ１ 【 （ ｄ— ｏ ｔ ）
收 稿 日期 ：２ １—３０ ０ ００ —２ 作 者 简 介 ：王 林 新 （９ ３ ） 男 ， 山东 菏 泽 人 ，硕 士 研 究 生 ，研 究 方 向 ：低 维 材 料 物 理 １８一 ，
２ ２
温州大学学报 ・ 自然科学版 （ １） ３ 卷第 ５ ２ ０第 １ ０ 期
期 单元 ，加 上间 隔层形成 液 晶盒 ，灌入 向列相 液 晶，作为光 子 晶体的缺 陷层 ，即形成 一维液 晶缺
可调滤 波 功能 ，但 没有 研 究液 晶层 厚度 对其 功 能 的影响 ．本 文在 一 维光 子 晶体 中引入 向列相 液 晶
作为缺 陷层 ，对 外加 电压 、缺 陷层 厚度 等与 透射 峰 的关 系进行 分 析 ，进 一步研 究 向列 相液 晶缺 陷
的一维 光 子 晶体 的可调 滤波 ቤተ መጻሕፍቲ ባይዱ性 ．
陷的光子 晶体 ． 设 高低 折射 率介质 以、ｂ的折 射率 分别为 Ｙ 、ｎ ，几何 厚度 分别为 、 ／ ａ ｂ
．
对 于一 维 Ⅳ 周
期性 结构 ，光在介 质 ａ、 ｂ中的传输矩 阵为 】 ¨：
ｃ。ｓ
Ｍ ，
寺ｎ ｉ
ＣＳ Ｏ Ｏｉ ６
（ ＝ａ ）， ，
一维全息光子晶体的透射谱分析
维普资讯
程 阳等
一维全息光子 晶体 的透射谱分析
・０ ３ １・
体 。假 设 此 全 息 图 的 折 射 率 分 布 与 光 场 强 度 分 布 规 律 相 同 ， 折 射 率 分 布 可 写 为 ：ｎ ： ｎ 则 。＋
，
射 率 ， ｎ是 折 射 率 的 调 制 度 ， 是 一 个 周 期 的 长 Ａ
维普资讯
量 子 光 学 学报 ｌ （ ） ３ ０～３３ ２ ０ ３４ ： ０ ０ ，０ ７
Ａ ｔ Ｓ ｉ ｕｎｕ ｐｉ ｃ ｉｃ Ｑ ａ ｔｍ Ｏ ｔａ ａ ｎａ ｃ
文章编号 ： ０７６ ５ （０ ７ ０ －３００ １０ －６ ４ ２０ ）４０ ０ — ４
一
维 全 息 光 子 晶 体 的 透 射 谱 分 析
程 阳 ， 周 柯 克
（ 州 医学 院数理 教研 室 ， 苏 徐 州 ２ １０ ） 徐 江 ２０ ２
摘要 ： 用传 输矩 阵 法 数 值 计 算 了 一 维 全 息 光 子 晶体 的带 隙 结 构 ， 析 了 针 对 记 录 材料 重 铬 酸 盐 明胶 利 分 （Ｃ Ｄ Ｇ）， 射率 周期 性渐 变 的一维 全息 光子 晶体 结构 的透 射谱 特性 。通 过计 算记 录光 路 中相干 光束 以不 同 折 入射 角干涉 时产 生 不同 的禁 带分 布范 围 ， 与改 变再 现光 路 中光束 和 干板 的夹 角 相 比较 ， 出了 弥补 固定 厚 提 度 Ｄ Ｇ产 生光 子 晶体 的禁 带分 布范 围较 窄 的方 法 。 Ｃ 关键 词 ：全 息 ； 光子 晶体 ； 传 输矩 阵 ； 透射谱
子 的 带结 构 ， 且 ， 种 带 结 构 对 体 全 息 的 性 质 并 这 有 着 重要 影 响 。为 了更 深 入 地 探 讨 体 积 全 息 图作
材料对电磁波透波性能的影响研究
材料对电磁波透波性能的影响研究引言：电磁波是日常生活中无处不在的物理现象。
我们所使用的手机、无线电、电视等设备都利用了电磁波的传输和接收。
然而，电磁波与材料之间的相互作用常常被忽视。
本文将探讨不同材料对电磁波透波性能的影响，并讨论这些发现可能对现有技术和未来发展产生的影响。
1. 材料的介电常数对电磁波透波性能的影响：材料的介电常数是指材料在电场作用下的响应程度。
具有不同介电常数的材料对电磁波的透波性能有着显著影响。
例如，金属是一种导电材料，其介电常数较低，因此金属可以对电磁波进行吸收和反射，而很少透过。
相比之下，绝缘材料的介电常数较高，使其对电磁波具有更高的透过性。
2. 材料的厚度对电磁波透波性能的影响：除了介电常数，材料的厚度也对电磁波的透波性能产生影响。
在某些情况下，增加材料的厚度可能会导致电磁波的衰减，从而减少其透过性。
这是因为电磁波在材料中传播时会与材料中的原子和分子发生相互作用，从而导致能量损失和衰减。
然而，厚度增加到一定程度后，电磁波的衰减将趋于饱和，材料的厚度对透波性能的影响将变得较小。
3. 材料的频率选择性对电磁波透波性能的影响：除了介电常数和厚度，材料的频率选择性也对电磁波透波性能产生影响。
某些材料对特定频率的电磁波有着较高的透过性，而对其他频率的电磁波则具有较高的反射率。
这种频率选择性可以通过材料的晶格结构和分子振动来实现。
4. 材料的结构对电磁波透波性能的影响：材料的结构也对电磁波的透波性能产生重要影响。
有序结构的材料，如晶体和纳米结构材料，通常对电磁波的透过性能具有特殊性。
这是由于这些材料中的周期性排列使得电磁波的传播受到限制和调制，从而产生了一系列特殊的传播现象，如光子带隙和表面等离子体共振。
结论：材料对电磁波透波性能的影响是多方面的，包括介电常数、厚度、频率选择性和结构等。
对这些影响进行深入研究有助于我们理解电磁波与材料相互作用的基本原理，并为应用领域的技术发展提供有益的指导。
介质厚度对光量子阱束缚态波长的调整
基金项 目：国家 自然科 学基金 （ ０ ６ ０ １ ； ５ ６ １０ ） 广西 科学基 金 （ 桂科 基 ０ ４ ０ ４ １ ； ３ ２ ０ — ） 茂名学 院 自然 科学基金 （ ０ ８ ３ ２０ ５ ） 作者简 介 ：陈海 波 （ ９ ７ ） 男 ， １ ７ 一 ， 湖南 隆回人 ， 士 ， 硕 实验师 ， 主要从事 光信 息材料 的研究 。
陈 海 波 胡 素梅 高 英 俊 ， ，
（ ．茂 名学 院物 理 系 ， 东 茂名 ５ ５ ０ ； ２ １ 广 ２ ０ ０ ．广西 大学物理科 学 与工程技 术学 院 ，广西 南 宁 ５ ０ ０ ） ３ ０ ４ 摘要 ：用传 输矩 阵法计 算了不 同介质厚 度对 光量子 阱结构 的传输 特性 。计 算结果 表 明 ： 子 的束缚 效应将 光 导 致波 长的量子化 。通 过微小地 改变 阱区和 垒区介质 的厚度 可改变 束缚态 的波长 ， 阱 区和垒 区介质 厚度 且 的变化 与束 缚态 波长 的变化呈 良好 的线 性关 系 ， 区介 质厚度 的变化 对束缚 态波 长的变化 大 于垒 区。阱 区 阱 介 质厚度 与束缚态 半峰 宽呈 阶梯 形状 降低 ， 阱区介质厚 度 与束 缚态 品质 因子呈 阶梯 形状 升高 。此结 果为 而
开 关 、 学 延 迟 线 、 滤 波 器 等 。将 不 同光 子 法 ， 光 光 由于 该 方 法 已 有 很 多 的 文 献 进 行 详 细 的 讨
带 隙 的 光 子 晶 体 组 合 在 一 起 可 形 成 光 量 子 阱 结 论 ， 文 不 再 深 入 阐 述 。为 简 单 起 见 ， 文 只 讨 本 本
Ｅ． ｉ：ｃ ｈ ｉ ａ ０ ２ ｍａｌ ｈ ｎ ｈ ０ ９ ３＠ １ ３． ｏ ｃ ｎ ６
陈海波等
含左手材料的一维三元准周期光子晶体带隙特性研究
，
１ 计 算 模 型
一
维 三 元 光 子 晶体 由折 射 率 分 别 为 、 。和
对 应 的几 何 厚 度 分 别 是 ｄ ｄ 、 和 ｄ期 光子 晶体 的带 隙特 征 ， 一
Ｄ ｐ ｌｒ 应 与 Ｃ ｅｅ ｏ ｏ ｐｅ 效 ｈ ｒｋ ｖ辐 射 逆 转 、 常 折 射 现 反 象 和原 子 自发 辐 射 率 的特 殊 改 变 等 ］ 因而 含 有 。 Ｌ ＨＭ 的 一 维 光 子 晶 体 具 有 许 多 奇 特 的 物 理 效
量 子光 学 学 报 １ （ ） １ ￣２ ０ ２ １ ６３ ：２ ５ ２ 。００
ＡｃａＳ ｎ ｃ ａ ｔ ｍ ｔｃ ｔ ｉ ｉａ Ｑｕ ｎ ｕ Ｏｐ ｉａ
文 章 编 号 ：１ ０ — ６ ４ ２ １ ） ３０ １ — ６ ０ ７６ ５ （ ０ ０ ０ — ２ ５０
含 左 手 材 料 的 一 维 三 元 准 周 期 光 子 晶 体 带 隙 特 性 研 究
基 金项 目：湖北省 教育 厅基 金项 目（ ｏ ７ ３０ ） Ｑ２ ｏ ２ ０ １
作 者 简 介 ：李 文 胜 （ ５） １ ５ － ，男 ，湖 北 监 利 人 ，湖 北 汽 车 工 业 学 院 理 学 系 副 教 授 ，主 要 从 事 光 学 的 教 学 与 研 究 。 Ｅ ９ ＾
ｍａｌ ｌ ｎ ｈ ｎ ２ ０ ９ ＠ ｓｎ ． ｏ ｉ：ｉ ｓ ｅ ｇ ０ ０ ９ ｗｅ ｉａ ｃ ｍ
关 键 词 ：三 元 光 子 晶 体 ； 色 散 ； 准 周 期 ； 主 带 隙 ； 绝 对 宽 度 ； 相 对 宽 度
对称结构的一维三元光子晶体滤波特性的研究
关键 词 ： 通信 ；滤波 ；传 输 矩阵 ；光 子 晶体 ； 射 带 光 透
中 图分类 号 ： ＴＮ２ ５ 文 献标 识码 ： Ａ 文章 编 号 ：１ ０ — ８ Ｘ（ ０ ７ ０ — １ ５０ ０ ５４ ８ ２ ０ ） ３０ ４ — ７
ＬＩＺｈ — ａ ｉｑｕ ｎ， ＴＩ Ｎ ｕ— ｉ ｎ ，ＺＨ Ｕ ｎ— ｎ Ａ Ｘｉ ｘ ａ Ｄａ ｄａ
（ ｌｅ ｅｏ ＥｌｃｒｃＥｎ ｉ ｅｒｎ Ｙａ ｓ ａ ｉｅ ｓ ｙ Ｃｏｌｇ ｆ ｅｔｉ ｇ ｎ ｅ ｉｇ． ｎｈ ｎＵｎ ｖ ｒｉ ．Ｑｉｈ ａ ｇ ａ ｂ ｉ ６ ０ ４，ＣＨＮ ） ｔ ｎ ｕ ｎ ｄ ｏ Ｈｅ ｅ ６ ０ ０
李志全，田秀仙 ， 朱丹丹
（ 山大 学 电气 工 程 学 院 ， 燕 河北 秦 皇 岛 ０ ６０ ） ６０ ４
摘 要 ：构 造 了形 如 （ ＡＢ） （ Ａ） ｚ Ｂ 的具 有 对 称结 构 的一维 三 元光 子 晶体 ， 并利用 光 子 晶体
的传 输矩 阵 法进行 了数 值计 算 。发现 这 种对 称结 构 的光子 晶体 透射 谱 中主 禁 带 内存 在 极窄 的单 透射 峰 ， 与在这 种对 称 结构 的光 子 晶体 中引入 一定 尺 寸 范围 的缺 陷层有 相似 的效果 ， 分析 了这 并
Ｔｈ ｎ ｅｓ ｉ ｔｏｎ ｆ ｌ ｏｐ ｔｅ ｆｔ ｅ Ｏ ｎ — ｍ ｅｎ ｉ ｎ ｅ Ｉｖ ｔｇａ ｉ ｏｒＦｉ ｅｒＰｒ ｅｒｉ ｓ ｏ ｈ ｅ— ｔ ｄｉ ｓ ｏ ａｌ Ｔｈ ｅｅ Ｓｅｃ ｓ Ｐｈ ｔ ｉ ｙ ｔ ｉｈ Ｓｙ ｍ ｅ ｒｃ ｒ ｃ ｕ ｅ ｒ ｔ ｏ ｏｎ ｃ Ｃｒ ｓ ａｌｗ ｔ ｍ ｔ ｉａｌＳｔｕ ｔ ｒ
一维液晶光子晶体透射谱的研究
关键词
液 晶；光子晶体 ； 双缺 陷层 ；偏振非敏感
文 献标 识 码 ： Ａ Ｄ Ｉ ０ ３ ６ ／．ｓｎ １０ —５ ３２ １ ）８２２ —３ Ｏ ：１． ９ ４ｊｉ ． ０ ００ ９ （０ ０ ０～０ ７０ ｓ
中 图分 类 号 ： ５ ＋ ． ０７３ ２
摘
要
一 维 液 晶光 子 晶体 在 光滤 波器 、 阈值 激 光 器 和 光 开 关 等 领 域 有 着 很 好 的 应 用 前 景 。研 究 了 一 维 低
液 晶光子 晶体 的透射谱 ，电压范 围在 ｏ ０Ｖ内 ， ～１ 光谱调谐 范围约为 ５ ｒ，透射峰半高宽 为 １ Ｉ ， ０ｎｎ ８ｎｎ 禁带 宽度近 ４０ｎｎ ０ ｒ。进一步提 出了非偏振光型液 晶光子 晶体 ，设计 了相互垂直 Ｏ扭 曲取向的双液 晶层 一维液 晶 。 光子 晶体器件 。双液晶层起到 ＿对各 向偏振光光程 的补偿作 用 ，使得禁 带中 的两 个透射峰 合并为一个 透射 ｒ
助
作 者 简 介 ： 永 军 ，１ ７ 年 生 ，哈 尔 滨 工程 大学 理 学 院讲 师 刘 ９７
光 源 的 要 求 较 低 等 特 点 。前 人 对 于 多 层 膜 的 研 究 只 限 于 理 论 ， 有 给 出实 验 结 果 ， 没有 提 出 偏 振 非 敏 感 型 液 晶光 子 没 更
品 体 的 研究 。
Ｉ Ｔ０ ｅ
我 们 设 计 ｒ在 多层 膜 内部 引 入 液 晶 缺 陷 层 的 一 维 液 品 光
Ｆｉ．１ Ｓ ｈ ｍ ａ ｉ ｉｇｒ ｍ ｆ １ ＰＣ ｔ ｇ ｃ ｅ ｔｃ ｄ ａ ａ ｏ Ｄ ｗｉｈ ＬＣ
子品体 ， 研究器件透射谱 的可调 谐特性 。并且 ， 对器 件 的偏
介质层光学厚度为非λ0／4的-维光子晶体透射谱研究
“
＊泰山学院科研基金资助项 目（ ０ Ｙ６—２—１） ２ 收 稿 日期 ：０７—０ —２ ２０ ３ ６
维普资讯
６ ０
其 中 是 ． … ＇ ，
山 东 师 范 大 学 学 报 （ 然 科 学 版） 自
… ．一 Ｘ （ ． 一 ＝ Ｎ －
， 、
（ ￣ ／
一 ｉ ｌｊｓ ｋＡ ｓ ｌ）ｎ￣ ｚ Ｏ ￣ ｉ
ｃｓ Ａ ｏｋ ｚ ￣
Ｊ
其中 Ｊ ＝（／） ｅ ， ｓ２ 利用电磁场的切向分量在界面上连续的条件， ｌ ￣ｃＪ 一ｉ ． ｝ ， ｎ 设衬底的折射率为 １可得透射系数为 ，
， 、
２ｏ０ ｃ ｓ
‘
摘要
采用光学传输矩阵方法 ， 模拟研究了当一维光子晶体的介质层光学厚度不 为 ，时， 晶体 的光学传输特性 。 细 。 ４ 光子 详
计算并分析 了这类光子晶体的透射谱 ． 果表 明 。 结 在这种常常被研究者们所忽视 的介 质层光学厚度 为非 ｏ 情 况下 ， ， ４ 仅通过适 当
调节介质层的实际厚度就能够产生一 个或 多个近完全透射带 ， 这将为光子晶体滤波器的制作提供一种简单 的方法 ．
关键 词 光子晶体 ； 透射谱 ； 传输矩阵 ； 滤波器 中 图分 类 号 ｏ４ １ ３
ห้องสมุดไป่ตู้
与半导体 中电子 的带 隙结构类似 ， 电函数具有周期 性 的光 子 晶体 存在带 隙结构 ． 种带隙结 构对光 子具有控 制作用 ， 介 这 因而具有广泛 的应用 ． 在一维情况下 ， 子晶体 的带 隙及 光学 透射谱很 容易通 过改变 介 电常数 、 光 几何结构 或引入 缺陷得 到调 制ｌ３ ． ｌ 近来 ， ＩＪ 人们 发现含有缺陷和准周期 结构的光子晶体具有许多新 的物理 现象 ＿ ． 中含缺 陷的光子 晶体可用于制作 激 ４ 其 ］ 光器、 宽带反射镜 、 Ｊ发光二极管 及滤波器 等 ． 由于一维光子 晶体与光学 多层膜之 间密切 的关 系 ， 介质层光学厚度 为 ， ４的情况有着更为清晰 的规律 ， 因此 大部分 的研 究工作都集 中在这种情况 ， 而介质层光 学厚 度为非 。４的情 况常常被研 究者所忽 视 ． ／ 我们 采用光学传 输矩 阵方 法 ， 拟研究 模 了当一维光子晶体的介质层光学厚度不为 ／ ， ４时 光子 晶体 的光 学传输 特性 ， 细计算并 分析 了这类 光子 晶体 的透射谱 ． 详 结 果表明 ， 在这种介质层光学厚度为非 ／ ４情况下 ， 仅通 过适 当调节介质 层的实 际厚 度就能 够产生一个 或多个近 完全 透射带 ， 这将为光子晶体滤波器的制作提供一种 比引入缺陷更为简单 的方法 ．
不同折射率材料光子晶体的能带结构特点研究
根据光学、电磁和薄膜介质有关理论，由不同介电常数介质周期性排列形成的组合体，对入射到其中的光具有选择性通过的剪裁功能，以下是小编搜集整理的一篇探究不同折射率材料光子晶体的能带结构特点的论文范文，供大家阅读查看。
引言
众所周知，自然界中普遍存在的介质为双正材料，这种材料的磁导率和介电常数均大于零，即其折射率为正实数，而且电磁波在这种介质中传播时，电场分量和磁场分量满足右手定则，所以也称右手材料。
2.2周期数n对透射谱的影响
保持其他参数不变，使光子晶体ABnBAn的周期数分别取n=3、4、5、6，同样使光垂直于介质表面入射，通过Matlab软件编程计算模拟得出光子晶体ABnBAn分别为双正、含双负和含单负介质时的透射谱，如图2所示。
材料色散对1维光子晶体缺陷模影响的研究
材料色散对1维光子晶体缺陷模影响的研究熊翠秀;蒋练军【摘要】为了分析材料色散对缺陷模的影响，对色散材料采用洛伦兹振子模型，利用传输矩阵法计算了含缺陷1维光子晶体的透射谱，分析了各层的色散对该结构1维光子晶体缺陷模的影响。
结果表明，无论是高、低折射率介质还是缺陷层的色散都可以引起缺陷模的频移或分裂；缺陷模的频移方向与考虑色散后光学厚度的变化有关，如果光学厚度增大，则发生红移，反之则发生蓝移；低折射率介质的色散使缺陷模频移的效果最显著。
这一结果对光子晶体的设计和研究有一定的参考价值。
%In order to study influence of material dispersion on defect modes of 1-D photonic crystal , the transmission spectrum of the 1-D photonic crystal with dispersive material was calculated based on optical transmission matrix , and the dispersive material was described by the Lorentz oscillator model .The effect of material dispersion on defect modes of photonic crystals was analyzed .The results show that whether the dispersion of high and low refractive index medium or the dispersion of defect will bring frequency shift or splitting of defect modes ;the defect mode will bring red-shift if the optical thickness of dispersive medium is thicker than the thickness of common medium , and the defect mode will bring blue-shift when the optical thickness of dispersive medium is thinner than the thickness of common medium ;the most obvious effect of frequency shift of defect modes results from the dispersion of low refractive index medium .The results have certain reference value to the design and research of photonic crystal .【期刊名称】《激光技术》【年(卷),期】2013(000)006【总页数】5页(P742-746)【关键词】光电子学;缺陷模频移;传输矩阵法;材料色散【作者】熊翠秀;蒋练军【作者单位】湖南城市学院通信与电子工程学院，益阳413000;湖南城市学院通信与电子工程学院，益阳413000【正文语种】中文【中图分类】O474光子晶体是由折射率或介电常数周期性变化的材料，其概念最早于1987年分别由YABLONOVITCH和JOHN提出［1-2］。
级联对称结构光子晶体的透射谱特性
级联对称结构光子晶体的透射谱特性苏安;欧阳志平;黎玉婷;吕琳诗;李艳新;李诗丽【摘要】利用传输矩阵法理论,研究级联对称结构一维光子晶体的透射谱特性,结果表明:当不同厚度的A、B介质构成单级联光子晶体(AnBn)10时,光子晶体透射谱中出现带宽较宽的禁带,且禁带随介质层物理厚度的增大向长波方向移动(蓝移现象);当光子晶体为单级联对称结构(AnBn)5(BnAn)5时,禁带中出现1条透射率为100%的精细透射峰,具有对称结构光子晶体的透射谱特征,且禁带及禁带中的单透射峰随介质层物理厚度的增大也出现蓝移现象;当级联数目增多构成多级联对称结构光子晶体(A1B1)5(A2B2)5…(AnBn)5(BnAn)5…(B2A2)5(B1A1)5时,透射谱中出现带宽很宽的禁带,且禁带随介质层物理厚度的增大向长波方向展宽,而短波一侧则出现波长间隔密集的精细透射峰.级联对称结构光子晶体的透射谱特性,为设计制备光学全反射器件提供理论依据.【期刊名称】《河池学院学报》【年(卷),期】2016(036)005【总页数】5页(P40-44)【关键词】光子晶体;级联对称结构;全反射功能;透射谱【作者】苏安;欧阳志平;黎玉婷;吕琳诗;李艳新;李诗丽【作者单位】河池学院物理与机电工程学院,广西宜州 546300;河池学院物理与机电工程学院,广西宜州 546300;河池学院物理与机电工程学院,广西宜州546300;河池学院物理与机电工程学院,广西宜州 546300;河池学院物理与机电工程学院,广西宜州 546300;河池学院物理与机电工程学院,广西宜州 546300【正文语种】中文【中图分类】O431自从光子晶体[1-2]概念问世以来，其一直是光电材料领域的热门研究课题之一，原因是光子晶体独特的光学特性及潜在的应用前景引起研究者们的巨大兴趣。
光子晶体最奇特也是最吸引人的特性是可以对光频率进行剪裁，即人为的允许或禁止某频率范围光的传播，这对控制和利用光行为提供理论依据。
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第31卷第5期河池学院学报Vol．31No．5 2011年10月JOURNAL OF HECHI UNIVERSITY Oct．2011介质厚度对一维三元结构光子晶体透射谱的影响苏安（河池学院物理与电子工程系，广西宜州546300）［摘要］用传输矩阵法研究各介质层厚度对一维三元光子晶体（CBA）m （ABC）m透射谱的影响，结果发现：在很宽的禁带范围内，仅出现一条透射峰，且随着m的增加透射峰越加精细；随着A、B、C各介质层厚度的增加，透射峰均向长波方向移动，三者厚度同时增加时透射峰移动速度最快，单层厚度增加时，增加C层厚度透射峰移动最快，B层次之，A层最慢；随着各层介质厚度增加，光子禁带向长波方向移动，各层厚度同时增加时主禁带移动的速度最快，单层厚度增加时，移动速度快慢依次为C层、B层、A层。
随着各层介质厚度同时增加或是C、A单层增加，禁带加宽，但B层厚度增加禁带反而变窄。
一维三元结构光子晶体的这些特性，为光子晶体设计不同频率范围的光学滤波器、反射器等提供指导。
［关键词］光子晶体；一维三元；物理厚度；透射谱［中图分类号］O431［文献标识码］A［文章编号］1672－9021（2011）05－0010－05［作者简介］苏安（1973－），男（壮族），广西都安人，河池学院物理与电子工程系副教授，主要研究方向：光子晶体理论和特性。
［基金项目］广西自然科学基金资助项目（2011GXNSFA018145），广西教育厅科研基金资助项目（201012MS 206），广西高校优秀人才资助计划项目（桂教人〔2011〕40号），河池学院重点科研基金资助课题（2011YAZ－N001）。
0引言自从20世纪80年代末Yablonovitch和John提出光子晶体概念［1－2］以来，人们对它新异的光学特性产生了浓厚的兴趣，并进行了大量的研究。
光子晶体是一种折射率周期性变化的人工微结构光学材料，其最基本的特性是存在光子禁带，频率落在禁带中的电磁波将被禁止传播［3－9］。
大量的研究成果表明，光子晶体将对光通信技术产生革命性的影响。
利用光子晶体在很宽的禁带范围内出现精细透射峰的光传输特性，可以设计和制造高品质的光学滤波器、光全反射镜或是放大器等器件［3－9］。
目前，有关一维三元结构光子晶体研究的相关报道，主要集中在周期数、入射角等因素对透射谱的影响［10－12］。
而组成光子晶体的各介质层厚度变化时，光子晶体的结构将发生变化，即必然引起一维三元光子晶体透射谱的变化。
基于这种思想，选取一维三元结构光子晶体（CBA）m （ABC）m作为研究对象，用传输矩阵法理论［3－10，12］，研究各介质层厚度变化时光子晶体的透射谱，找出一维三元光子晶体透射谱随介质层厚度变化之间的联系、规律，为光子晶体的理论研究和实际设计提供参考依据。
1光子晶体模型及研究方法1.1一维三元光子晶体模型选取一维三元结构光子晶体（CBA）m （ABC）m为研究模型，其中A、B、C各介质层的厚度、折射率分别01为：d A =120nm ，n A =1.8，d B =200nm ，n B =1.38，d C =400nm ，n C =3.25，m 是光子晶体（CBA ）m （ABC ）m 的重复周期数，可以是任意正整数。
1.2传输矩阵法理论鉴于传输矩阵法已经比较成熟及应用得很普遍，且在很多文献中都有较为详细的报道，此处只简述带过：电磁波在薄膜介质i 层中传播时可用传输矩阵［3－10，12］M i 描述：M i =cos δi －i η－1i sin δi －i ηi sin δi cos δ[]i （1）式（1）中δi =2πλn i d icos （θ），ηi =ε0/μ槡0n i cos （θ），n i 和d i 分别是（i =A ，B ，C ）组成光子晶体的各层介质的折射率和厚度，θ表示光波的入射角，λ表示真空中光波长。
于是光在一维三元结构光子晶体（CBA ）m （ABC ）m 中传播时，总传输矩阵可以表示为：M =（M C M B M A ）m （M A M B M C ）m =a 11a 12a 21a []22（2）由M 矩阵可解出光通过光子晶体的透射系数和透射率分别为t =2η0a 11η0+a 12η0ηl +a 21+a 22ηl ，T =|t |3（3）η0和ηl 分别表示光入射和出射介质的磁导率，若置于空气中，则ηl =η0=ε0/μ槡0。
2计算结果与分析2.1光子晶体透射谱保持其他结构参数不变的情况下，让光子晶体的重复周期数从2递增加到6，通过科学计算软件Matlab 编程计算，可数值模拟得一维三元结构光子晶体（CBA ）m （ABC ）m 的透射能谱，如图1所示。
从图1中可看到，一维三元结构光子晶体（CBA ）m （ABC ）m 在很宽的主禁带范围内仅出现一条透射带（透射峰），当重复周期数m =2时，透射带相对比较宽，随着m 的递增，此单透射带会越来越窄，当m =5时，透射带成为一条精细的超窄透射峰。
而在透射带变成透射峰的过程中，无论是透射带还是透射峰的中心均一直保持在1822nm 频率位置处。
另外，随着重复周期数m 增加，光子晶体在2069nm 1635nm 频率范围内形成一个很宽的主禁带，禁带宽度Δλ=434nm 。
一维三元结构光子晶体的这种透射谱特征，可为光子晶体设计超窄带、宽带的单通道光学滤波器、光学反射镜等提供指导。
2.2C 层介质厚度对透射谱的影响从图1中可知，当周期数达到5时，光子晶体主禁带中透射峰已经比较窄，即可认为5是理想周期。
因此，研究各介质层厚度变化对透射谱影响时，固定重复周期数m =5，其他参数保持不变。
则，当C 层介质的厚度d C 从400nm 增加440nm 时，一维三元结构光子晶体（CBA ）5（ABC ）5透射谱随着d C 变化，如图2所示。
从图2可知，当C 层介质的厚度d C 增加时，一维三元结构光子晶体的主禁带及主禁带中的单透射峰均向右（长波方向）移动，而且随着d C 增加，光子晶体的主禁带逐渐变宽。
当d C =400nm 时，单透射峰处于1822nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=455nm （1628nm 2083nm ），如图2（a ）所示；当d C =440nm 时，单透射峰处于1930nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=498nm （1741nm 2239nm ），如图2（e ）所示。
另外，随着C11层介质的厚度d C 增加，主禁带中的单透射峰一直保持超窄带特征，且透射率保持100%。
因此，可以通过调整C 层介质的厚度，获得不同频率位置的高透射率透射峰，或是不同频率范围的宽禁带，实现宽带范围内的滤波功能。
2.3B 层介质厚度对透射谱的影响固定光子晶体的重复周期数m =5，其他参数保持不变，当B 层介质的厚度d B 从200nm 增加240nm 时，一维三元结构光子晶体（CBA ）5（ABC ）5透射谱随着d B 变化，如图3所示。
从图3可知，当B 层介质的厚度d B 增加时，一维三元结构光子晶体的主禁带及主禁带中的单透射峰也向右（长波方向）移动，但随着d B 增加，光子晶体的主禁带却变窄。
当d B =200nm 时，单透射峰处于1822nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=455nm （1628nm2083nm ），如图3（a ）所示；而当d C =240nm 时，单透射峰处于1924nm 频率位置，禁带宽度却减为Δλ=442nm （1703nm2145nm ），如图3（e ）所示。
可见，当B 层介质的厚度d B 增加时，主禁带及禁带中的单透射峰向长波方向移动的速度等均比增加d C 时的慢，且主禁带会变窄。
另外，随着B 层介质的厚度d B 增加，主禁带中的单透射峰透射率和状态与2.2相似，同样实现宽带范围内的滤波功能。
2.4A 层介质厚度对透射谱的影响仍然固定重复周期数m =5，其他参数保持不变，当A 层介质的厚度d A 从120nm 增加160nm 时，一维三元结构光子晶体（CBA ）5（ABC ）5透射谱随着d A 变化，如图4所示。
从图4可知，当A 层介质的厚度d A 增加时，一维三元结构光子晶体的主禁带及禁带中的单透射峰也向右（长波方向）移动，同时随着d A 增加，光子晶体的主禁带也变宽。
当d A =120nm 时，单透射峰处于1822nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=455nm （1628nm 2083nm ），如图4（a ）所示；当d A =160nm 时，单透射峰处于1893nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=468nm （1675nm 2143nm ），如图4（e ）所示。
可见，当A层介质的厚度d A 增加时，主禁带及其里面的单透射峰向长波方向移动速度均比增加d C 、d B 时的慢，且主禁21带加宽的速度也比增加d C 时的慢。
同时，随着A 层介质的厚度d A 增加，主禁带中的单透射峰透射率和状态与2.2相似，同样实现宽带范围内的滤波功能。
2.5C 、B 和A 层介质厚度对透射谱的影响固定重复周期数m =5，其他参数保持不变，当C 、B 、A 层介质的厚度dC 、d B 、d A 分别按d C =400nm 440nm ，d B =200nm 240nm ，d A =120nm 160nm 同时增加时，一维三元结构光子晶体（CBA ）5（ABC ）5透射谱如图5所示。
从图5可知，当C 、B 、A 层介质的厚度d C 、d B 、d A 同时增加时，一维三元结构光子晶体（CBA ）5（ABC ）5的主禁带及禁带中的单透射峰快速的向右（长波方向）移动，同时随着d C 、d B 、d A 的增加，光子晶体的主禁带变得更加宽。
当d C =400nm 、d B =200nm 、d A =120nm 时，单透射峰处于1822nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=455nm （1628nm2083nm ），如图5（a ）所示；当d C =440nm 、d B =240nm 、d A =160nm 时，单透射峰处于2103nm 频率位置，禁带宽度为Δλ=502nm（1862nm 2364nm ），如图5（e ）所示。
随着A 、B 、C 各介质层厚度的增加，透射峰均向长波方向移动，当三者厚度同时增加时透射峰移动速度最快，单层厚度增加时，增加C 层厚度透射峰移动最快，B 层次之，A 层最慢；随着各层介质厚度增加，光子禁带向长波方向移动，同时A 、C 层厚度增加禁带加宽，但B 层厚度增加时禁带却变窄。
3总结用传输矩阵法理论研究一维三元结构光子晶体（CBA ）m （ABC ）m 的透射谱，得出：（1）在很宽的主禁带中仅出现单条透射带，随着周期数m 的增加，单透射带会越来越精细，当m =5时，形成透射率为100%的超窄带透射峰。