不同材料的光子晶体异质结构

合集下载

光电子材料

光电子材料顾名思义，光电子材料就是以光子、电子为载体，处理、存储和传递信息的材料，主要应用在光电子技术领域，如我们常见的光纤,光学作用晶体材料、光电存储和显示材料等，光电子材料在光电子技术中起着基础和核心的作用, 光电子材料将使信息技术进入新纪元。

传统的光电子材料主要分为光学功能材料、激光材料、发光材料、光电信息传输材料、光电存储材料、光电转换材料、光电显示材料和光电集成材料。

下面介绍几种新型的光电子材料1.硅微电子材料硅（Si）材料作为当前微电子技术的基础，预计到本世纪中叶都不会改变。

从提高硅集成电路（ICs）性能价格比来看，增大直拉硅单晶的直径，仍是今后硅单晶发展的大趋势。

硅ICs工艺由8英寸向12英寸的过渡将在近年内完成。

预计2016年前后，18英寸的硅片将投入生产。

从进一步缩小器件的特征尺寸，提高硅ICs的速度和集成度看，研制适合于硅深亚微米乃至纳米工艺所需的超高纯、大直径和无缺陷硅外延片会成为硅材料发展的主流。

2. 硅基高效发光材料硅基光电集成一直是人们追求的目标，其中如何提高硅基材料发光效率是关键。

经过长期努力，2003年在硅基异质结电注入高效发光和电泵激射方面的研究获得了突破性进展，这使人们看到了硅基光电集成的曙光。

3. 宽带隙半导体材料第三代（高温、宽带隙）半导体材料，主要指的是III族氮化物，碳化硅（SiC），氧化锌（ZnO）和金刚石等，它们不仅是研制高频大功率、耐高温、抗辐照半导体微电子器件、电路的理想材料，而且III族氮化物和ZnO等还是优异的短波长光电子材料。

4. 纳米（低维）半导体材料・纳米（低维）半导体材料，通常是指除体材料之外的二维超晶格、量子阱材料，一维量子线和零维量子点材料，是自然界不存在的人工设计、制造的新型半导体材料。

MBE、MOCVD技术和微细加工技术的发展和应用，为实现纳米半导体材料生长、制备和量子器件的研制创造了条件。

5. 其它信息作用材料信息存储材料：・磁记录材料仍是目前最重要的存储材料，预计到2006年左右，磁性材料中磁记录单元的尺寸将达到其记录状态的物理极限（100Gb/in2）。

光子晶体

光子晶体的制备及应用王文瀚12S011029 1 引言光子晶体(Photonic Crystals, PCs)是一种人工周期介质结构，由不同折射率材料周期性地交替排列而成，这种周期介质结构最早由Bykov于1972年提出。

1987年，Yablonovitch和John分别在研究抑制原子的自发辐射和光子的局域化问题中也各自独立地提出了这种结构，并在后来的研究中将其命名为光子晶体。

实际上，在自然界中就存在着光子晶体结构，如蛋白石、孔雀羽毛、蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物、以及澳洲海老鼠的毛发。

蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物是一种周期性结构。

这种周期性结构可以限制光在其中的传输，让某些波长的光通过，而让另一些波长的光完全被反射。

正因为如此，才形成了蝴蝶翅膀表面绚烂的花纹和色彩。

这种周期性结构与Yablonovitch和John提出的光子晶体概念是相吻合的。

当然，自然界中这样的例子只是少数，目前更多的光子晶体是由人工加工制作而成。

1990 年，Ho和Chan等人第一次从理论上论证了三维金刚石结构具有完全光子禁带。

1991 年，Yablonovitch团队通过从一定角度对半导体介质进行钻孔，首次成功制作了具有完全禁带的三维金刚石结构光子晶体，禁带频率范围为13GHz~15GHz。

[1]2 光子晶体原理最简单的的光子晶体是由A、B两种材料在一个方向上周期交替排列形成，这种结构叫一维光子晶体，如图1(a)所示。

A、B交替的空间周期a叫做光子晶体的晶格常数，这与由原子构成的普通晶体中的晶格常数相对应。

普通晶体的晶格常数通常都在埃的数量级，而光子晶体的晶格常数则通常与工作波段的电磁波波长在同一个数量级。

比如，在可见光波段，一般为1μm量级或更小，而在微波段，则一般为1cm 左右。

根据光子晶体中介质周期分布的维数，可以把光子晶体分为一维、二维和三维光子晶体，分别如图 1 (a)、(b)、(c)所示。

(a) 一维光子晶体结构(b) 二维光子晶体结构(c) 三维光子晶体结构图1 光子晶体结构示意图一维光子晶体是由多层介质薄膜构成，在光子晶体概念提出以前，就已经得到广泛研究和应用，如分布布拉格光栅。

光子晶体及其特征[概述]

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。

光子晶体——精选推荐

1987年，Y ablonovitch和John分别在研究抑制原子的自发辐射和光子的局域化问题中也各自独立地提出了这种结构，并在后来的研究中将其命名为光子晶体。

实际上，在自然界中就存在着光子晶体结构，如蛋白石、孔雀羽毛、蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物、以及澳洲海老鼠的毛发。

蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物是一种周期性结构。

这种周期性结构可以限制光在其中的传输，让某些波长的光通过，而让另一些波长的光完全被反射。

正因为如此，才形成了蝴蝶翅膀表面绚烂的花纹和色彩。

这种周期性结构与Y ablonovitch和John提出的光子晶体概念是相吻合的。

当然，自然界中这样的例子只是少数，目前更多的光子晶体是由人工加工制作而成。

1990 年，Ho和Chan等人第一次从理论上论证了三维金刚石结构具有完全光子禁带。

1991 年，Y ablonovitch团队通过从一定角度对半导体介质进行钻孔，首次成功制作了具有完全禁带的三维金刚石结构光子晶体，禁带频率范围为13GHz~15GHz。

[1]2 光子晶体原理最简单的的光子晶体是由A、B两种材料在一个方向上周期交替排列形成，这种结构叫一维光子晶体，如图1(a)所示。

A、B交替的空间周期a叫做光子晶体的晶格常数，这与由原子构成的普通晶体中的晶格常数相对应。

普通晶体的晶格常数通常都在埃的数量级，而光子晶体的晶格常数则通常与工作波段的电磁波波长在同一个数量级。

比如，在可见光波段，一般为1μm量级或更小，而在微波段，则一般为1cm 左右。

根据光子晶体中介质周期分布的维数，可以把光子晶体分为一维、二维和三维光子晶体，分别如图1 (a)、(b)、(c)所示。

《光子晶体》课件

2 光刻技术
利用光刻技术在材料上制造微细结构，形成光子晶体的周期性结构。
3 多晶体堆叠
将多个具有不同周期性的光子晶体堆叠在一起，实现更复杂的光子晶体结构。
光子晶体在光学器件中的应用
光学滤波器
利用光子晶体的能隙特性，制作用于波长选择性滤波的光学器件。
光学波导
将光子晶体结构引导和限制光束的传播路径，实现高效率的光学波导器件。
总结和展望
光子晶体作为一种具有周期性电介质结构的材料，具有广泛的应用前景。未来，随着技术的进步和研究的深入，光子晶体将在光学领域发挥更重要的作用。
光子带隙
光子晶体中的周期性结构导致能隙的出现，使得特定波长的光波无法传播，从而实现对光的波长过滤和光学调制。
光束限制
光子晶体可以通过调整结构和原材料的属性，使光束在特定方向和模式下被限制和引导，实现光的高度定向传输。
光子晶体的应用领域
1
光子芯片
2
光子晶体可用于制造微型光子芯片，
实现集成光学元件和光电子器件，为
电子芯片提供高速和低能耗的替代方
3
案。
光通信
光子晶体可用于制造光纤耦合器、波分复用器、光开关等器件，提高光通信的带宽和传输速率。
光传感器
光子晶体可用于制造高灵敏度光传感器，用于环境监测、光学成像和生物医学应用。
光子晶体的制备方法
1 自组装
通过控制材料的自组装过程，制备具有周期性结构的光子晶体。
激光器
通过在光子晶体材料中引入激光介质，制造高质量和高效率的激光器。
光子晶体的未来发展趋势
1
Hale Waihona Puke 超材料结合结合光子晶体与其他类似光学材料如金属和二维材料，构筑功能更强大的光学器件。

异质双周期结构光子晶体光学特性_李娇

5 5 5 5 排列为 A B A B 的一维光子晶体在入射角
A、 B 沿 z 轴方向交替生长形成的一维异质双周期结构的光子晶体 A B A B A B ……，周期数为 N，如图 1 所示。这里的 A 和 B 是光学厚度不同
m n m n m n
θ = 0， π /6， π /4， π /3 时的透射谱分别如图 2 （ a ）～（ d）所示。从图 2 可知，这种异质双周期结构的光子晶n1 n2 Nhomakorabeaz
Am
Bn
图1 Fig． 1
异质双周期结构光子晶体示意图
Model of dualperiodical PC heterostructure
306
1 0.5 0 0 1 0.5 0 10 0.5 0 0 1 0.5 0 0
发
光
学
报
1.0 0.5
第 33 卷
(a)
（a ）
Transmissivity
2
应用。目前的光子晶体滤波器大多是靠引入缺陷来实现滤波功能，而且滤波波段比较窄，也没有考虑当晶体产生轴向应变时光学传输特性的变化。因此，本文设计了一种异质双周期结构的光子晶体，利用传输矩阵法
［9 ］
[
M11 M21
M12 M22
]
，
（ 2）
研究了它的带隙结构和光学，
传输特性。这种结构可以实现 512 ～ 960 nm 宽频率范围的多通道窄带滤波功能。重点研究了当构成异质双周期结构的一种材料为复折射率透射峰变化规律，并借鉴“介观压阻 ”
（ a） N = 6；（ b）周期数变化时光子晶体的透射谱， N = 15 。 Transmission spectra of the photonic crystal with various period numbers，（ a） N = 6 ；（ b） N = 15．

胶体光子晶体和超材料

胶体光子晶体和超材料
1. 胶体光子晶体简介
胶体光子晶体是一种由周期性排列的介电体纳米颗粒构成的人工结构材料。

这种结构使得它具有独特的光子能隙特性,可以控制和操纵光子在材料中的传播行为。

胶体光子晶体因其在光波导、光子集成电路、传感器等领域的潜在应用而受到广泛关注。

2. 胶体光子晶体的制备方法
常见的胶体光子晶体制备方法包括自组装法、模板法、直接激光写入法等。

自组装法利用胶体颗粒的自发组装行为,在适当的条件下形成有序结构;模板法则是利用预制的模板对材料进行定向生长;直接激光写入法则是通过精确控制激光曝光来直接在光刻胶中刻写出所需的结构。

3. 超材料概念
超材料是一种人工合成的新型功能材料,其独特之处在于它们展现出在自然界中很少见到或不存在的物理性质。

超材料的设计和制备是基于对电磁场在亚波长尺度结构中的传播行为的理解和控制。

常见的超材料包括负折射率材料、隐形斗篷材料等。

4. 胶体光子晶体在超材料中的应用
胶体光子晶体由于其独特的光子带隙特性,在超材料的设计和制备中发挥着重要作用。

例如,通过精心设计胶体光子晶体的结构和组分,可以实现负折射率、亚波长成像等超常物理现象。

同时,胶体光子晶体
还可以作为模板用于制备其他类型的超材料结构。

5. 前景展望
胶体光子晶体和超材料的交叉研究正在推动新型光子器件、传感器、隐形技术等领域的发展。

未来,随着制备技术的进步和理论研究的深入,胶体光子晶体和超材料必将为我们带来更多令人惊叹的应用。

基于二维六方氮化硼材料的光子晶体非对称传输异质结构设计

基于二维六方氮化硼材料的光子晶体非对称传输异质结构设计*武敏1)2) 费宏明1)2)† 林瀚3) 赵晓丹1)2) 杨毅彪1)2)‡ 陈智辉1)2)1) (太原理工大学物理与光电工程学院, 太原　030024)2) (太原理工大学, 新型传感器与智能控制教育部重点实验室, 太原　030024)3) (斯威本科技大学, 埃米材料转化科学中心, 维多利亚　3122)(2020 年5 月18日收到; 2020 年7 月12日收到修改稿)二维六方氮化硼(hexagonal boron nitride, hBN)材料在产生光学稳定的超亮量子单光子光源领域有着潜在应用, 有望用于量子计算和信息处理平台, 已成为研究热点. 而光学非对称传输设备是集成量子计算芯片中的关键器件之一. 本文从理论上提出了一种基于hBN材料光子晶体异质结构的纳米光子学非对称光传输器件. 运用平面波展开法研究了光子晶体的能带结构与等频特性, 从理论上分析了hBN异质结构中可见光波非对称传输的可行性. 同时, 采用时域有限差分方法研究了可见光波段异质结构的晶格常数和半径对透射光谱的影响. 研究结果显示, 该结构实现了在610—684 nm波长范围内TE偏振光的非对称传输, 在652 nm 波长处正向透射率达到0.65, 反向透射率为0.006, 非对称传输透射对比度高达0.98. 本文提出的结构模型为基于hBN的新型纳米光子器件设计提供了新的可能性, 可用于不同功能光学器件的集成设计.关键词：非对称传输, 二维六方氮化硼, 光子晶体, 异质结构PACS：85.60.Bt, 78.67.–n, 41.20.Jb, 42.70.Qs　DOI: 10.7498/aps.70.202007411 引　言自从发现石墨烯以来, 二维材料因其在微波到紫外波段宽光谱范围内具有特殊的电学和光学特性而备受关注[1,2]. 其中, 二维六方氮化硼(hexagonal boron nitride, hBN), 也称为“白色石墨烯”, 拥有许多独特的特性, 包括高的机械强度、良好的导热性、出色的化学和热稳定性[3−7], 可用于固态热中子探测器[8]、保护涂层[9]和介电层[10]等. 同时, hBN 由于带隙较宽, 在紫外区域, 成为了深紫外光发射器、激光器[11,12]和新型纳米光子器件研究中具有前景的材料平台. 此外, 二维hBN具有双曲线声子极化特性, 在制备光学稳定的超亮量子单光子光源[13−16]领域具有潜在的应用, 有望进一步用于量子计算和信息处理的纳米光子学实验平台. 为了与工作在可见光波段的hBN超亮量子单光子光源连接, 本文旨在设计基于hBN材料的光学非对称传输器件, 这项研究对不同功能的纳米光子器件的制备, 以及实现hBN集成光子芯片具有重要意义.与电二极管对于集成电路的重要性一样, 光学非对称传输设备(asymmetric transmission device, ATD)在量子信息处理和可扩展量子纳米光子网络中起着重要的作用[17,18]. 根据光学非对称传输设* 国家自然科学基金(批准号: 61575138)、国家自然科学基金青年科学基金(批准号: 11904255)、山西省重点研发计划(国际科技合作) (批准号: 201903D421052)和山西省应用基础研究计划(青年基金) (批准号: 201901D211070)资助的课题.† 通信作者. E-mail: feihongming@‡ 通信作者. E-mail: yangyibiao_tyut@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society 备的工作原理, 可以分为非互易光学非对称传输设备和互易光学非对称传输设备两种类型. 非互易的光学非对称传输设备通过破坏时间反对称性(破坏洛伦兹互易性)来工作, 这需要光学非线性或磁光效应[17,19,20]. 相比之下, 互易的光学非对称传输设备破坏了空间反对称性[21−30], 通过光的衍射进行非对称传输. 互易光学非对称传输设备的优点是不需要外部磁场或强入射光. 此外, 光子晶体(photonic crystal, PhC)[24−26]、波导[27,28]、表面等离子体激元[29]和共振效应[30]等均已实现非对称光传输. 最新的研究表明, 使用周期性结构可以实现零折射率超材料, 改变结构在光传输方向上的对称性, 在数值上和实验上可实现线偏振光的宽带非对称传输, 在短波红外区域带宽高达50 THz[23]. hBN是一种介电材料, 基于此材料的PhC结构可以与其他光子器件进行片上集成, 也是实现光波非对称传输最合适的方案之一.最近, 有实验报道, 独立式二维hBN PhC腔能够实现超过2000的品质因子[16], 并提出基于hBN的PhC腔, 可用于在室温下超亮且可见光稳定的量子单光子光源, 这证实了实验制造在可见光至近红外波段工作的hBN PhC结构的可行性. 为了与hBN本身的量子单光子光源配合连接, 本文将工作波段设置到相同的可见光波段. 此外, 由于二维hBN是一种具有相对较低折射率(<2.4)的介电材料[16], 因此使用任何衬底(例如SiO2)都会影响hBN材料中的光束缚, 并最终降低整个设备的性能. 但是, 与其他类型的二维材料不同, hBN 具有很高的机械强度, 无需衬底即可自主支撑. 因此, 应用独立式hBN结构是一种可行的解决方案,便于光子芯片的集成. 同时, 由于hBN具有各向异性的材料特性, 使得基于hBN材料实现非对称光传输成为一个需要突破的领域.此前李志远课题组[24,31]基于硅材料异质结构带隙失配原理实现了1550 nm光通讯波段光波非对称传输, 证实了理论与实验结果一致, 在国际上都具有引领意义. 本文将这种结构带隙失配原理应用于理论设计hBN材料PhC异质结构, 实现在可见光波段的非对称传输. 主要的新颖之处是通过使用hBN材料能够在可见光波段实现非对称光传输, 同时基于PhC的结构设计有利于实现光子芯片集成. 目前, 已经有文献报道, 通过电子束光刻及离子束刻蚀的方法实验制作hBN的PhC结构[16],相同的实验技术可以用于加工制作本文中设计的结构(具体加工制作流程见补充材料).文中通过分析能带图与等频图, 控制正向入射光波在PhC异质结构中的传输路径; 通过改变PhC的晶格常数和介质柱半径, 提高结构的正向透射率, 优化结构的性能. 同时, 利用hBN PhC的带隙特性, 以及结构界面的全反射特性, 抑制反向入射光波的透射率低于0.04. TE偏振光波(transverse electric wave, TE)在优化后的二维hBN PhC异质结构中, 在610—684 nm的波长范围内实现非对称传输. 在652 nm处正向透射率达到0.65, 反向透射率为0.006, 设备的工作带宽为74 nm(带宽内透射率高于0.5).2 结构与分析本文的设计思想是基于二维hBN材料构建两种具备不同导光特性的PhC结构(PhC 1和PhC 2), 并采用倾斜界面改变光波传输路径, 达到非对称传输的目的. 可见光波在PhC 1中沿水平方向高效传输, 到达异质结界面处光波发生折射,而对于特定频率光波, PhC 2具有与水平方向偏折小角度的准直作用, 使得光可以在PhC 2中传输,直至耦合到出射光波导. 可见光波反向入射到PhC 2中由于禁带效应和异质结构的倾斜界面被禁止传输, 从而实现基于二维hBN材料独立式异质结构的非对称光传输.基于hBN材料的异质结构设计以及hBN的分子结构如图1所示, hBN材料面内的硼原子和氮原子以六边形共价键结合, 在不同的hBN层间通过范德瓦耳斯力结合. 因此, 这里hBN材料是一种各向异性材料, 其在x和y方向折射率n x = n y = 2.04, z方向n z = 1.84[16,32]. 同时, 根据hBN 机械强度高的优势, 本文提出采用薄壁连接PhC 1和PhC 2来实现独立式(桥式)结构设计, 薄壁的厚度t = 50 nm, 远小于设计的工作光波长, 因此对结构性能的影响可以忽略不计. PhC 1和PhC 2组成的异质结构几何尺寸为11 µm × 11 µm (26行26列)(具体尺寸优化见补充材料); 入射光波导宽度为3 µm, 出射光波导宽度为4.5 µm (具体结构优化见补充材料), 图1中左侧PhC 1的晶格常数为a1 = 400 nm, hBN圆柱体半径r1 = 90 nm,右侧PhC 2的晶格常数a2 = 420 nm, 空气柱半径r 2 = 80 nm, 光入射沿异质结构的水平方向(G -X 方向), 由两边波导输入到结构当中.首先采用平面波展开法计算TE 偏振模式下PhC 1和PhC 2的能带图[33,34] (具体的方法说明见补充材料), 结果如图2所示. 图2(b)中阴影部分为禁带区域, 结构采用了定向带隙来阻挡反向入射光. 研究发现, hBN 与空气的折射率差较小, 使得PhC 2的带隙宽度在可见光波段内随晶格常数a 和半径r 变化不大. 从图2(a)中可以看出, 异质结构中PhC 1在归一化频率0.79a /l —0.84a /l (对应476—506 nm)范围内存在水平方向(G -X 方向)的定向带隙. PhC 2在归一化频率0.62a /l —0.65a /l (对应646—677 nm)范围内存在水平方向(G -X 方向)的定向带隙. 因此, 对于正向光波从左侧入射到PhC 1中, 除了476—506 nm 波段的光, 其余可见光均可以到达异质结构的界面处, 进而折射进入PhC 2中. 而对于反向入射的可见光波从结构右侧入射, 会在PhC 2的禁带646—677 nm 波段内, 实现反向抑制, 无法传输到PhC 1中.为了进一步研究TE 偏振光波在异质结构中的传输机制, 对于正向光波在PhC 中的传播路径,需要绘制PhC 1和PhC 2相应的等频率图(equal frequency contours, EFCs). 采用平面波展开方法计算可见光波段对应TE 偏振模式下的PhC 1第二能带相应的等频图和PhC 2第五能带相应的等频图, 如图3所示. 光波在PhC 中的传播方向取决于群速度v g 的方向[34], 群速度v g 是第n 个能带的角频率w n 和波矢量k 的函数:D w n 代表角频率梯度, 是相对于k 的梯度, 能量流取决于频率导数上的波矢. TE 偏振光的传播方向可以用等频图呈现出来(图3(a),(b)), 图中沿箭头所标记的方向即群速度v g 方向[34]. 从图3(a)中可以看出, 归一化频率0.60a /l (即670 nm, 红色虚线)的正向入射光在PhC 1中的传输, 如G-X 方向的黑色箭头指示, 其中第一个黑色箭头代表入射方向,第二个黑色箭头代表群速度v g 的方向(沿等PhC 1PhC 2B NtThin wall图 1 基于二维hBN PhC 异质结构的光波非对称传输示意图, 右图为二维hBN 材料的分子结构图Fig. 1. Schematic diagram of the two-dimensional hBN PhC heterostructure for asymmetric transmission of light. The right picture is the molecular structure of two-dimensional hBN material.Wavevector/(pS -1)F r e q u e n c y /( S -1)(a) W a v e l e n g t h /n mF r e q u e n c y /( S -1)W a v e l e n g t h /n m(b)Wavevector/(pS -1)图 2 (a) PhC 1的能带图; (b) PhC 2的能带图, 阴影部分代表G -X 方向禁止光波传输的频带Fig. 2. (a) The band diagrams of the PhC 1; (b) the band diagrams of the PhC 2. The shaded area represents the frequency band in which light transmission is prohibited at the G -X direction.频线梯度方向), 即光波在PhC 1中的实际传输路径. 接着光波沿水平方向到达界面处, 由于倾斜界面两侧材料的折射率不同, 会发生折射, 折射光进入PhC 2中, 图3(b)中第一个黑色箭头代表折射W avevector/(2pS-1)Wavevector/(2pS -1)(b)W avevector/(2pS-1)Wavevector/(2pS -1)(a)=670 nm| |2(c)/µm/µm-4-4-2-202424=630 nm| |2(e)/µm/µm-4-4-2-202424=670 nm| |2(d)/µm/µm-4-2024=630 nm| |2(f)/µm/µm-4-2024图 3 (a) PhC 1中TE偏振模式下第二条能带对应的等频图; (b) PhC 2中TE偏振模式下第五条能带对应的等频图(红色和蓝色虚线表示670和630 nm对应的等频线). TE偏振的正向入射光 (c) 和反向入射光 (d) 在670 nm波长处的电场强度分布图; 正向入射光(e)和反向入射光(f)在630 nm波长处的电场强度分布图Fig. 3. (a) The EFCs of the second band in PhC 1 for TE polarization; (b) the EFCs of the fifth band in PhC 2 for TE polarization (The red and blue dotted lines represent the EFCs corresponding to 670 and 630 nm). The electric field intensity distribution dia-grams of forward incident light (c) and backward incident light (d) of TE polarization at the wavelength of 670 nm. The electric field intensity distribution diagrams of forward incident light (e) and backward incident light (f) of TE polarization at the wavelength of 630 nm.光方向, 其群速度方向为第二个黑色箭头所示, 即归一化频率0.63a /l (670 nm, 红色虚线)所在等频线的梯度方向, 也就是光在PhC 2中的传播方向. 由此可得, 包括670 nm 波长在内的可见光波可以在异质结构中正向传输, 而此波长附近的反向光波由于禁带作用不能沿着反方向传输. 同理, 由等频图可知, 归一化频率为0.63a /l (630 nm, 蓝色虚线)的入射光波在PhC 1中可以沿着水平方向传输. 之后, 此波长(蓝色虚线)在PhC 2中沿着与水平方向呈小角度偏折的群速度方向传输并可以被耦合到出射光波导. 对于反向入射, 630 nm 光波处于非禁带中, 此时, 利用结构的倾斜界面可以抑制光波传输到PhC 1. 由此, 在理论上, TE 偏振光在异质结构中能够实现非对称传输.运用时域有限差分法(finite difference time domain, FDTD), Lumerical FDTD Solutions 软件计算TE 偏振光波入射异质结构的正向、反向电场强度分布图[35](具体的方法说明见补充材料), 可以直观地观察光波的传输状态, 结果如图3(c)—图3(f)所示. 可以看出, 670 nm 正向入射光波沿着水平方向传输, 到异质结界面后发生折射, 并能够沿着与水平方向有小角度偏折, 继续向右传输,直至耦合到出射光波导, 与等频图的分析一致. 而670 nm 反向入射光处于方向带隙无法进入PhC 2中, 与能带图分析一致. 对于630 nm 的光波, 在正向入射时, 光波能够沿着异质结构传输, 部分光在PhC 2中发生散射, 但很大一部分光可以被接收.而反向入射时630 nm 光波处于PhC 2的非禁带范围, 光波可以到达异质结构界面处, 尽管有一部分光被衍射到PhC 1中, 但大部分的光都被界面阻挡以及散射到PhC 2中的各个方向.3 优化结构分析为了提高结构的整体性能, 必须对PhC 异质结构正向透射率进行优化. 通过控制变量法分别改变PhC 1和PhC 2的晶格常数(a 1和a 2)以及柱子半径大小(r 1和r 2), 可以进一步提高TE 偏振光在hBN 异质结构中的正向透射率, 研究分为以下两个步骤来进行: 1)在不考虑PhC 2的情况下优化PhC 1的透射率; 2)通过改变PhC 2的结构参数进一步优化整个结构的正向透射率(T F ). 通过FDTD 法模拟不同a 1, r 1和a 2, r 2的透射光谱(图4(a)—图4(d)). 可以看到, 在可见光波段内, TE 偏振下,当PhC 1的晶格常数a 1 = 400 nm 且半径r 1 =90 nm 时, PhC 1的透射率可高于0.8. 此外, 在不同4005006007008000.20.40.60.81.0 1=380 nm 1=400 nm 1=420 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(a)4005006007008000.20.40.60.81.0 1=80 nm 1=90 nm 1=100 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(b)40050060070080000.20.40.60.50.81.0 2=400 nm 2=420 nm 2=440 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(c)Wavelength/nmT r a n s m i t t a n c e图 4 PhC 1取不同晶格常数　(a) 与不同柱子半径(b) 的透射率; 异质结构中PhC 2取不同的晶格常数(c) 与柱子半径(d) 的透射率Fig. 4. The transmittance spectra of PhC 1 on the different lattice constants of PhC 1 (a) and the different radii of the columns (b).The transmittance spectra of the heterostructure on the different lattice constants of PhC 2 (c) and the different radii of the columns (d).的a 1和r 1值中, 当a 1和r 1分别为400和90 nm 时,在不同波长下的透射率是最高的(图4(a),(b)).与图2(a)中的能带图计算相符合, 位于禁带476—506 nm 波段光波在PhC 1中传输的透射率很低. 根据PhC 1的结构优化参数, 对PhC 2的晶格常数a 2和半径r 2进行优化, 当a 2 = 420 nm 和r 2 = 80 nm 时, 得到了整体结构较宽带宽内的最佳正向透射率. 从610—684 nm, 正向透射率高于0.5, 在652 nm 波长处的正向透射率为0.65. 因此, 通过优化主要参数晶格常数和半径, 选择了PhC 1和PhC 2的结构参数.非对称光传输器件的性能是用以下参数进行表征的: 正向透射率(T F )、反向透射率(T B )和透射对比度(C ), 其中透射对比度(C )定义为二维hBN PhC 异质结构的透射光谱如图5(a)所示, 入射光为TE 基模模式光源, 当PhC 1和PhC 2距离为a 1时(具体优化过程的计算细节见补充材料), 在610—684 nm (74 nm)波长范围内(除在663 nm 附近透射率降低为0.41), 异质结构实现了T F > 0.5和T B < 0.04的非对称光传输.此外, 在637—670 nm (33 nm)波段内, 对比度C 高于0.95, 最大值达0.98, 并且在此带宽中的T B 几乎为零, 可对应于能带图2(b)中的带隙波段.尽管其他波段不在带隙当中, 但由于异质结构全反射界面的阻挡, 反向光波在界面处发生反射和散射, 使得T B < 0.05, 进而拓宽了反向截止带宽. 进一步, 本研究设计了材料厚度为2 µm (6000层左右)的独立式(悬挂式)二维hBN PhC 平板异质结构(上下包层均为空气), 来最大限度地减小传输损耗, 继续计算有限厚度二维PhC 平板异质结构的透射谱, 结果如图5(b)所示. 有限厚度二维PhC 平板, 较二维结构(厚度为无穷大)的正向透射率有所降低, 在632—–692 nm (60 nm)波长范围内(除在668 nm 附近透射率降低为0.37), 实现了T F > 0.5和T B < 0.03, C > 0.9的非对称传输.同时, 该结构可用微纳加工技术包括反应离子刻蚀(RIE)、电子束诱导刻蚀(EBIE)和聚焦离子束刻蚀(FIB)的方法进行加工[16](建议的加工制作流程见补充材料).4 结　论综上所述, 本文从理论上证明了基于hBN 材料的PhC 异质结构在可见光波段的非对称传输,结构性能如下: 在652 nm 处正向透射率达到0.65,反向透射率低于0.006, 设备的工作带宽为74 nm (带宽内透射率高于0.5). 尽管hBN 具有相对较低的折射率和各向异性的光学特性, 但可以利用其高机械强度, 设计独立式hBN 结构并将整个周期性结构互连来实现高性能的设备, 本文的研究为实验提供了该结构的可行性方案. 结合当前的技术, 将单光子光源直接连接到hBN 光学平台中, 将有可能实现基于hBN 器件的集成光子芯片, 用于量子计算和信息处理. 此外, 该设计原理可广泛应用于基于二维hBN 材料设计不同类型的片上集成光子器件.参考文献X u M, Liang T, Shi M, Chen H 2013 Chem. Rev. 113 3766[1]N ovoselov K S, Geim A K, Morozov S V, Jiang D, Katsnelson[2]Wavelength/nmT r a n s m i t t a n c e a n d c o n t r a s t r a t i oWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e a n d c o n t r a s t r a t i o图 5 (a) 二维hBN PhC 异质结构的透射光谱图; (b) 有限厚度为2000 nm 时, 二维hBN PhC 平板异质结构的透射光谱图Fig. 5. The transmittance spectra of the two dimensional hBN photonic crystal heterostructure (a) and a slab with thickness of 2000 nm (b).M I, Grigorieva I V, Dubonos S V, Firsov A A 2005 Nature 438 197K ubota Y, Watanabe K, Tsuda O, Taniguchi T 2007 Science 317 932[3]S ong L, Ci L, Lu H, Sorokin P B, Jin C, Ni J, Kvashnin A G, Kvashnin D G, Lou J, Yakobson B I, Ajayan P M 2010 Nano Lett. 10 3209[4]N ersisyan H H, Lee T H, Lee K H, An Y S, Lee J S, Lee J H 2015 RSC Adv. 5 8579[5]G lavin N R, Jespersen M L, Check M H, Hu J, Hilton A M,Fisher T S, Voevodin A A 2014 Thin Solid Films 572 245 [6]Z hi C, Bando Y, Tang C, Kuwahara H, Golberg D 2009 Adv.Mater. 21 2889[7]D oan T C, Majety S, Grenadier S, Li J, Lin J Y, Jiang H X2015 Nucl. Instrum. Methods 783 121[8]B arboza A P M, Chacham H, OliveiraC K, Fernandes T FD, Ferreira E H M, Archanjo B S, Batista R J C, De OliveiraA B, NevesB R A 2012 Nano Lett. 12 2313[9]B arcelos I D, Cadore A R, Campos L C, Malachias A,Watanabe K, Taniguchi T, Maia F C, Freitas R, Deneke C 2015 Nanoscale 7 11620[10]W atanabe K, Taniguchi T, Kanda H 2004 Nat. Mater. 3 404 [11]N ebel C E 2009 Nat. Photonics 3 564[12]S hotan Z, Jayakumar H, Considine C R, Mackoit M, Fedder H, Wrachtrup J R, Alkauskas A, Doherty M W, Menon V M, Meriles C A 2016 ACS Photonics 3 2490[13]C hejanovsky N, Rezai M, Paolucci F, Kim Y, Rendler T,Rouabeh W, Fávaro d O F, Herlinger P, Denisenko A, Yang S 2016 Nano Lett. 16 7037[14]B ourrellier R, Meuret S, Tararan A, Stã©Phan O, Kociak M,Tizei L H, Zobelli A 2016 Nano Lett. 16 4317[15]K im S, Fröch J E, Christian J, Straw M, Bishop J, Totonjian D, Watanabe K, Taniguchi T, Toth M, Aharonovich I 2018 Nat. Commun. 9 2623[16]J alas D, Petrov A, Eich M, Freude W, Fan S, Yu Z, Baets R, [17]Popović M, Melloni A, Joannopoulos J D 2013 Nat. Photonics7 579Q iang X, Zhou X, Wang J, Wilkes C M, Loke T, O’Gara S, Kling L, Marshall G D, Santagati R, Ralph T C 2018 Nat.Photonics 12 534[18]F ei H M, Wu J J, Yang Y B, Liu X, Chen Z H 2015Photonics Nanostruct. 17 15[19]Y u G X, Fu J J, Du W W, Lu Y H, Luo M 2019 Chin. Phys.B 28 024101[20]L iu D Y, Yao L F, Zhai X M, Li M H, Dong J F 2014 Appl.Phys. A 116 9[21]F eng S, Wang Y Q 2013 Opt. Express 21 220[22]K im M, Yao K, Yoon G, Kim I, Liu Y, Rho J 2017 Adv. Opt.Mater. 5 1700600[23]W ang C, Zhou C, Li Z Y 2011 Opt. Express 19 26948[24]F ei H M, Wu M, Lin H, Liu X, Yang Y B, Zhang M D, CaoB Z 2019 Superlattices Microstruct. 132 106155[25]F ei H M, Xu T, Liu X, Lin H, Chen Z H, Yang Y B, ZhangM D, Cao B Z, Liang J Q 2017 Acta Phys. Sin. 66 204103 (in Chinese) [费宏明, 徐婷, 刘欣, 林瀚, 陈智辉, 杨毅彪, 张明达,曹斌照, 梁九卿 2017 物理学报 66 204103][26]L i J, Ye H, Yu Z, Liu Y 2017 Opt. Express 25 19129[27]F ei H M, Zhang Q, Wu M, Lin H, Liu X, Yang Y B, ZhangM D, Guo R, Han X T 2020 Appl. Opt. 59 4416[28]K im J, Lee S Y, Park H, Lee K, Lee B 2015 Opt. Express 23 9004[29]G ao H, Zheng Z, Dong J, Feng J, Zhou J 2015 Opt. Commun.355 137[30]W ang C, Zhong X L, Li Z Y 2012 Sci. Rep. 2 674[31]K im S, Toth M, Aharonovich I 2018 Beilstein J. Nanotechnol.9 102[32]P lihal M, Maradudin A A 1991 Phys. Rev. B 44 8565[33]F eng S, Wang Y Q 2013 Opt. Mater. 36 546[34]C han C T, Yu Q L, Ho K M 1995 Phys. Rev. B 51 16635[35]Design of asymmetric transmission of photonic crystal heterostructure based on two-dimensionalhexagonal boron nitride material*Wu Min 1)2) Fei Hong -Ming 1)2)† Lin Han 3) Zhao Xiao -Dan 1)2)Yang Yi -Biao 1)2)‡ Chen Zhi -Hui 1)2)1) (Department of Physics and Optoelectronics, Taiyuan University of Technology, Taiyuan 030024, China)2) (Key Laboratory of Advanced Transducers and Intelligent Control System, Ministry ofEducation, Taiyuan University of Technology, Taiyuan 030024, China)3) (Centre for Translational Atomaterials, Swinburne University of Technology, Victoria 3122, Australia)( Received 18 May 2020; revised manuscript received 12 July 2020 )AbstractTwo-dimensional (2D) hexagonal boron nitride (hBN) possesses many unique properties such as high mechanical strength and excellent chemical and thermal stability. The 2D hBN exhibits a wide bandgap in the UV region and optically-stable ultra-bright quantum emitters that make hBN a promising nanophotonic platform for quantum computing and information processing, especially in the visible wavelength range. Therefore, it is greatly important to build up different nanophotonic devices with different functionalities based on this material platform to achieve the integrated photonic chips. Among the devices, the integratable optical asymmetric transmission devices are important elements for functional quantum computing chips. Since hBN is a dielectric material, photonic crystal (PhC) structure is the most suitable in principle and allows on-chip integration with other photonic devices. In this study, we theoretically design an asymmetric transmission device based on 2D hBN PhC heterostructures in the visible wavelength range for the first time. Due to the relatively low refractive index of 2D hBN material (n < 2.4), we design a free-standing hBN PhC heterostructure to maximize the light trapping in the structure and minimize the propagation loss. The asymmetric transmission device is composed of two square-lattice 2D PhC structures, namely PhC 1 and PhC 2. We use the plane wave expansion method (PWM) to calculate the iso-frequency contours (EFCs) of the PhC structures to study the light propagation inside of the PhCs, which will propagate along the gradient of direction of the EFCs. We design the PhC structure in the way that the incident light beams from different angles can be self-collimated along the Г-X direction of the PhC 2 and coupled out. On the other hand, the backward incident light is blocked by the bandgaps of PhC 2. In this way, asymmetric optical transmission is achieved with high forward transmittance and contrast ratio. In addition, we further finely tune the structural parameters, including the lattice constant and column radius of the PhCs to optimize the performance by using the finite difference time domain (FDTD) method. The resulting 2D hBN PhC heterostructure achieves an asymmetric transmission in a wavelength range of 610–684 nm with a peak forward transmittance of 0.65 at a wavelength of 652 nm. Meanwhile, the backward transmittance is controlled to be 0.04. As a result, the contrast* Project supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant No. 61575138), the Young Scientists Fund of the National Natural Science Foundation of China (Grant No. 11904255), the Key R & D Program of Shanxi Province, China (International Cooperation) (Grant No. 201903D421052), and the Applied Based Research Program of Shanxi Province (Youth Fund), China (Grant No. 201901D211070).† Corresponding author. E-mail: feihongming@‡ Corresponding author. E-mail: yangyibiao_tyut@ratio can reach up to 0.95. The working bandwidth of the hBN PhC is 74 nm (T F > 0.5). In addition, the designed asymmetric transmission device has a small size of 11 µm × 11 µm, thus it is suitable for on-chip integration. Our results open up possibilities for designing new nanophotonic devices based on 2D hBN material for quantum computing and information processing. The design principle can be generally used to design other photonic devices based on 2D hBN material.Keywords: asymmetric transmission, two-dimensional hexagonal boron nitride, photonic crystal, heterostructurePACS: 85.60.Bt, 78.67.–n, 41.20.Jb, 42.70.Qs DOI: 10.7498/aps.70.20200741。

关于光子晶体的认识

摘要迄今为止,已有多种基于光子晶体的全新光子学器件被相继提出,并且随着半导体微加工技术的进步和发展,人们对这些器件开展了深入系统的实验研究.这些光子晶体光学器件使信息处理技术的“全光子化”和光子技术的“微型化”与“集成化”成为可能.关键词光子晶体缺陷微腔关于光子晶体的认识光子晶体是折射率或介电常数具有周期性调制分布的一种新型人工光学或电磁波材料,其周期为波长量级.虽然自然界也存在天然形成的光子晶体,比如石英材料的蛋白石光子晶体(opal),但是具有实际应用价值的光子晶体都来源于人工设计和制造,通常利用当今先进的半导体微加工技术,比如电子束刻蚀技术和聚焦离子束刻蚀技术, 其精度可优于5nm,基本能够满足光子晶体集成光学器件的精确制作和加工要求,使得这些器件的光学特性基本符合计算机设计的预期结果,从而实现理论和实验的良好互动.利用光子带隙的存在能够实现对光传播行为的强有力控制.这主要通过在光子晶体中引入各种缺陷而实现光子的局域化控制.缺陷有两种基本形式:线缺陷和点缺陷.线缺陷形成波导,它可以引导光子沿某一路径传输.由于光子带隙的存在,光只能沿着光子晶体波导延伸方向传播,而不能泄露到周围的光子晶体材料里.光通过90°的光子晶体波导转弯角时,在某些频率窗口能够获得接近100%的传输效率,在这一点上, 光子晶体波导具有传统介质波导(如光纤)无可比拟的优势. 由于传统介质波导通过光在芯层和包层之间的分界面处的全反射效应来实现传输,当光遇到大的转弯角(比如大于30°)时,全反射条件不再满足,相当比例的光能量将从转弯角处泄露到周围空间中去. 上述的研究工作表明,光子晶体波导能够在微纳尺度上实现对光的高效率偏转.受到该研究成果的激励,许许多多应用于不同光频段,着眼于更低损耗,更宽传播窗口,以及一些具有特殊用途(如光速变慢)的光子晶体直线波导得到了广泛的研究.光子晶体中的另一种缺陷形式——点缺陷通常用来构成光子晶体结构中的微腔,在微腔中只有频率与之共振的光子才能存在,形成一个或多个共振模式,因此微腔具有共振选频的作用.波导与微腔配合使用,构成了集成光学基本元件.光子晶体中带隙的调控作用还体现在对光源的改善上,早在1987年,Yablonovitch 就预见了光子晶体点缺陷形成激光器的可能.大体说来就是将光信号设计在导带区域,使其能够透过晶体继续传播,而噪声落入带隙区域被完全屏蔽,从而获得超过传统光源的高单色性激光输出.12年后,美国加州理工学院的A.Scherer研究小组首次实现了室温下抽运的光子晶体纳米激光器,翻开了世界范围光子晶体激光器研究工作实用化的新一页.该小组在包含有多层量子阱结构的砷化镓桥式薄膜上制作了光子晶体微腔, 利用局域缺陷模的高品质因子,为量子阱结构发光提供了反馈机制,从而实现了具有亚波长尺度的模式体积的纳米激光器.近年来,各种基于光子晶体的有源与无源器件在微纳米加工技术的支持下层出不穷,它们的出现提供了构成光子晶体集成光学回路的基本功能单元.目前人工制作的光子晶体包括一维,二维和三维晶体.一维光子晶体主要应用于薄膜光电子学和光栅光学领域中,但受维度所限,折射率调制作用一般比较小.三维光子晶体现有的应用是作为微波波段的天线,而由于加工和集成化的困难,鲜有应用于光频段的实用三维光子晶体器件出现.对二维光子晶体而言,无论是在微波还是光频波段,其加工技术已经十分成熟,尤其是随着微纳米加工技术的不断发展,二维平板光子晶体器件性能更加可靠,此外由于其所利用的材质与已形成工业化生产的半导体光电材料一致,更为实现光电集成提供了可能.对于完整的光子晶体而言,特定晶向上会出现导带与带隙.光子可以在导带中传播,在带隙中则不能存在.点缺陷是通过破坏一个或多个光子晶体“原子”形成的,它的作用通常是使原先带隙的区域出现若干个缺陷态.光子可以在缺陷态中存在,因此点缺陷被当作是二维平板光子晶体中的光共振腔,提供光子传播过程中的局域或耦合机制.如前所述,不同类型的缺陷(线缺陷和点缺陷)功能各异,所以当它们集于一体时就形成了集成化的二维光子晶体器件.这种尺寸只有传统光学器件几千甚至几万分之一大小的光子晶体集成器件却几乎具备了传统光学器件的全部功能,涵盖了通信和激光源等领域所有的基本需求.光子晶体中的点缺陷形成了光学微腔,微腔的性能参数通过控制微腔的形态和尺寸大小来确定.常见的微腔形成方法有3种:或增大某基元的占空比,或减小某基元的占空比,或使用其他介质替位.这些操作最终形成的微腔功能多种多样,其中典型的两类功能是用作高品质因子的光学共振腔和光传播过程中的耦合器.作为第一种应用是利用微腔对光子局域作用,将波导中传输的光通过微腔与波导间的共振耦合转移并存储到微腔中,微腔的形态经过特定设计,确保光子经多次共振增强后直接向平板光子晶体表面辐射,形成高品质因子的激光输出.这种垂直出射的光学共振腔类似于表面发射激光器,是将水平方向传播的光转换到垂直方向上的发射的一种有效方法.微腔的另一种作用是作为耦合器,将输入波导中的光信号耦合到输出波导中.在这种情况下,需要微腔的共振模与输入输出波导的传播模式完全匹配.当满足共振波长的光子进入输入波导后,将通过波导与微腔之间的共振耦合效应局域在微腔中,进而再由微腔向输出波导耦合.此时微腔起到了耦合器的作用,与传统环形腔耦合器作用近似.高品质因子(Q 值)光子晶体微腔对光子晶体的应用具有举足轻重的作用.一个光学性能优异的微腔不仅为光耦合传输提供了保证,而且其本身作为光学共振腔的存储和发射光子的作用更为重要.如何提高光子晶体微腔的品质因子这一问题已研究多年,虽然方法层出不穷,但其根本宗旨是提高光子在微腔中存储的稳定性,减少向周围环境的辐射.Painter 小组从傅里叶频谱与光子动量的转换关系出发,制作了Q值达到13000的微腔,但研究的进展还远不止于此,随后Q值的增长呈现出以若干个数量级为单位的趋势.由于微腔由点缺陷构成,缺陷与周围晶体在电场分布上会出现相当“突兀”的分界,引起能量向腔外耗散,解决这一问题就需要将腔内电场分布改善为理想高斯型分布,由中心向腔两端对称平缓递减.这样的模式分布使得腔内电场的低空间频率的分量(泄露模式)大幅度减少,从而使腔内光场能量向周围空气背景辐射的几率大大降低了,Q值显著提高.当微腔和两侧区域由不同晶格常数的光子晶体拼接而成时,如果可以将微腔的共振频率设计在两侧光子晶体的带隙中时,理论计算发现,这种所谓的“异质结结构”的光子微腔,其电场分布十分接近于理想的高斯型分布.光子晶体还可以提高发光二极管的发光效率.传统发光二极管发出的光中,有很大比例的能量转化为平面内传播的波导模式,只能从发光二极管的侧面辐射出去,由于侧面的面积远小于上表面的面积,发光效率受到了极大的限制.一个有效的解决方案是在发光二极管的表面制作上一层二维光子晶体,由于平面内光子带隙的存在,使得平面内传播的波导模式受到很大的抑制,从而大大提高光沿发光二极管垂直方向的辐射效率.光子晶体的出现更为许多发光材料的开发拓展了思路,以往被认为由于荧光的难以控制而无法用作可靠光源的材料,比如氧化锌材料,都在光子晶体的发展带动下加入到有源器件的行列中,成为了新一代光源的研究方向.集成化的光学器件不仅包括光信号的产生,还需要在传送的过程中进行适当的调制.光开关是对光信号调制的一个重要方面.当入射光强与介质中原子内场强度相当时,将激发介质的高阶极化,改变了材料的折射率,实现开关效应.利用光子晶体作为光开关时,介质折射率的周期性分布使光子晶体本身产生带隙,落入带隙中的光信号无法通过晶体,此时光开关处于“关闭”的状态,当有强抽运光入射到晶体上,由于晶体材质本身折射率在非线性作用下发生变化,破坏了初始的能带分布.在合理地选择晶体材质与抽运光的情况下,原先带隙的位置及大小受到调制,使原本落在带隙中的光子进入导带,光信号通过晶体继续传播,实现了光开关的“开启”功能.通过对光子晶体更为复杂的设计,还有望实现具有逻辑功能的光学开光,如双稳态光开关,通过多束光的共同作用,使信号输出满足各种需求.任何一种新的科学技术手段的出现都是在人们生产与生活的需求推动下应运而生的.任何一种新技术的成长也是要经历漫长的探索和不懈的尝试才最终得以完善.光子晶体自提出至今已有20年的时间,对它的研究遍及世界范围,从最初概念性的尝试到如今成品化器件的出现,可以看到光子晶体的应用已逐步向实用化迈进.对光子晶体器件设计构思的不断改进,以获得更高效,更稳定,更精密的器件性能为目标,同时继续向更深更广的层面上探索尚未发现的新功能.而实用方面,降低制作难度,减少成本投入,增强稳固性,这也是光子晶体器件用于光学集成所必须实现的目标.虽然仍有许多困难需要克服,但光子晶体无论用于有源还是无源光电子器件的优势已经突显出来,实现了前所未见的功能和效应.相信随着对这一领域研究的深入发展,将进一步推动光子晶体器件的全光集成化,为光电子通信领域带来全新的景象.。

光子晶体的制备及其光学性能分析

光子晶体的制备及其光学性能分析光子晶体是一种具有周期性结构的介电材料，由于其优异的光学性能，近年来备受研究者的关注。

光子晶体的制备及其光学性能分析是光子学领域的研究重点之一。

一、光子晶体的制备光子晶体的制备方法主要有三种：自组装法、模板法和直接写技术。

自组装法是一种简单、经济、高效的制备光子晶体的方法。

自组装法利用聚集态自组装原理，通过控制介电材料分散体系中的粒子之间的相互作用力，来实现自组装形成光子晶体的目的。

自组装法的制备流程比较简单，只需要将介电材料与溶剂混合吸附于基板上，然后通过调整介电材料的体积分数，使其自组装形成周期性结构即可。

自组装法制备的光子晶体具有周期性结构较为规则，且结构复杂度较低的特点，但其制备过程中存在着自组装效果受到多个因素影响的问题，因此需要精细地设计实验参数。

模板法是利用模板的侧向限制作用来制备具有周期性结构的光子晶体。

模板法可以分为硬模板法和软模板法两种。

硬模板法是将介电材料填充在模板孔隙中，待硬化后取出模板，即可得到具有周期性结构的光子晶体。

硬模板法的优点是制备出来的光子晶体具有高度的结构可控性，但其缺点是制备周期长、模板成本高。

软模板法则是将已经形成的介电材料纳米颗粒与模板表面吸附形成有序排列的结构，待干燥后去除模板即可得到具有周期性结构的光子晶体。

软模板法可以制备出具有丰富结构类型的光子晶体，且制备周期较短，但由于软模板表面一般为粘附性极强的高分子材料，因此需要进行后续的表面修饰，增强其稳定性。

直接写技术是指通过激光或电子束在介电材料上直接写入光子晶体结构。

相比其他两种制备方法，直接写技术可以制备出更加复杂、高度结构可控的光子晶体，且可以制备出三维、二维和一维结构的光子晶体。

直接写技术的缺点在于制备周期较长，且需要设备投资较高。

二、光子晶体的光学性能分析光子晶体的光学性能是其得以广泛应用的关键。

下面将分别从均匀性、色散关系和非线性效应三个方面来分析光子晶体的光学性能。

光子晶体的制备和光学性质分析

光子晶体的制备和光学性质分析光子晶体是一种新兴的材料，其特点是能够控制光传输，并且在应用领域有着广泛的前景。

本文将介绍光子晶体的制备和光学性质分析。

一、光子晶体的制备方法1.自组装法这是目前制备光子晶体最常用的方法之一。

自组装法的核心是通过控制自发性的组装作用在纳米尺度上将物质排列成特定的结构。

典型的自组装法包括溶剂挥发法、静电自组装法和胶体晶体法等。

2.光刻法光刻法是将模板图案转移到聚合物薄膜或硅片上，然后加工成具有精确结构和周期性的微孔，最终形成光子晶体。

光刻法可分为激光光刻法、电子束光刻法和紫外线光刻法等。

3.三维结构直接沉积法三维结构直接沉积法将介质材料沉积到预先沉积的模板表面上，最终形成光子晶体。

该方法可以直接制备出复杂结构的光子晶体。

二、光子晶体的光学性质光子晶体的光学性质主要体现在两个方面：光子带隙和慢光效应。

1.光子带隙光子晶体的光子带隙是一种能量范围，在该范围内，光学信号不能在材料中传播。

这种难以穿透的波段被称为带隙。

光子带隙是光子晶体最具特色的性质之一。

它可以用来制作光学滤波器、光开关等光电子器件，也可以用于制作红外、紫外、可见光光源等。

2.慢光效应光子晶体中的光传递速度低于自由空间光速的现象称为慢光效应。

该效应产生了许多应用价值，例如使用慢光效应制造超长光纤、制造光学计量器等。

三、光子晶体的应用光子晶体是一种非常有前景的功能性材料，其具有广泛的应用前景。

目前，光子晶体已经被应用于多个领域，例如：1.光电子器件将光子晶体作为基底制作光电子器件，如各种光波导、光放大器、光开关、光电探测器等。

2.化学传感器光子晶体通过表层修饰技术改变光子带隙结构，形成新的光响应材料。

因此，光子晶体可以广泛应用于化学传感器领域。

3.生物传感器结合生物分子的选择性识别，可以将光子晶体用作生物传感器，例如，针对肿瘤细胞、病毒等生物体的检测。

4.光学计量领域利用慢光效应可制作高灵敏的光学计量器件，如干涉仪和光波导等。

光子晶体简介ppt-资料

图1 TIR-PCF的典型结构图2 PBG-PCF的典型结构
实物图
光子晶体光纤（PCF）的特性：
• (1)无截止单模( Endlessly Single Mode) • (2)不同寻常的色度色散 • (3)极好的非线性效应 • (4)优良的双折射效应
光子晶体激光器
• 优点： • 光纤激光器比传统的固体激光器和气体激
• 1、光子晶体的空间结构---能否相干 • 2、构成的光子晶体材料介电常数之比---散
射强度。
光子局域
应用
• 微波天线 • 高效率低反射透镜 • 微谐振腔 • 高效率发光二极管和低阈值激光震荡 • 宽带带阻滤波器和极窄带滤波器 • 非线性光子器件和光子存储器
光子晶体光纤
• 两种类型：
TIR-PCF 是通过全反射原理来导光，与普通光纤类似； PBG-PCF则是通过光子带隙效应导光，即把光限制在光子晶体的缺陷即空气孔中导光。
光纤晶体简介
报告人
主要内容
• 光子晶体理论 • 特性 • 在实际中应用
光子晶体
• 光子晶体（photonic crystal）是一种介电常数随空间周期性变化的新
型光学微结构材料。
光子晶体--自然界中的例子
Butterfly
Op色！！！
二、光子晶体中的量子理论
电磁波可表示为：
和初相位：
E~0 E0eiE
H~0

H
eiH
0
代入波动方程，即可得：
k 2 r 0r 0 2
定态下的电磁波波动程方为
2Er k2Er 0
如果介质为非磁，性则介 r 质 1.
对于非均匀介质，尤其是其介电常数是周期性变化时，有

不同折射率材料光子晶体的能带结构特点研究

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。

1968年，苏联科学家维克托·韦谢拉戈(VictorVeselago)首次提出负折射率介质，于是人们开始关注这种不同于双正介质的特殊材料，并纷纷进行相关的实验。

负折射介质分为双负材料和单负材料。

顾名思义，双负介质的介电常数和磁导率均为负，即介质的折射率为负，而且电磁波在这种介质中传播时，电场分量和磁场分量不再满足右手定则，而是遵从左手定则，故亦称左手材料。

单负介质分为磁单负材料和电单负材料，磁单负材料磁导率小于零、介电常数大于零，电单负材料则相反，为介电常数小于零、磁导率大于零。

大量的研究或实验表明，电磁波在负折射率介质中传播时，表现出不同于普通材料(双正材料)的特殊物理光学、电磁等特性，也正因为其表现出的这种新奇电磁特性，所以长期成为物理学者们研究的主要热门领域之一。

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，即存在能带禁带和导带，处于导带频率的光可以允许通过，而处于禁带频率的光则被禁止通过，这种不同介电常数周期性排列形成的组合体称为光子晶体。

1987年，光子晶体概念由Yablonovitch和John提出后，人们对双正介质结构的光子晶体进行了大量的研究，且取得了系列成熟的成果和结论，并且呈现出巨大的潜在应用前景，所以近30年来，光子晶体一直是光学和材料领域的研究焦点之一。

近几年来，负折射材料光子晶体成为光子晶体研究的又一个热潮。

光子晶体制备与性质

光子晶体制备与性质光子晶体（Photonic Crystal）是一种具有周期性结构的半导体材料，通过在材料中形成周期性的介质常数分布，实现对光的调控和控制。

由于其具有较强的光学响应、光学带隙现象，使其在信息通信、太阳能电池、传感器、显示器等领域有着广泛的应用。

本文将介绍光子晶体的制备方法及其性质。

一、光子晶体的制备方法目前，制备光子晶体的方法有：自组装法、光刻法、溶胶-凝胶法等。

1.自组装法自组装法是指利用均匀分布的粒子进行组装，利用自身的相互作用，形成有序的周期性结构。

在自组装法中，可以通过选择不同形状、大小、性质的粒子，得到不同类型、大小、空间阵列的光子晶体。

2.光刻法光刻法是采用类似于电子束直写的技术，通过控制紫外光或电子束的照射区域，从而使光子晶体的单元进行精确控制。

通过控制光刻光源、预聚合物的光敏剂浓度、光照模式等参数，可以实现不同类型、大小、形态的光子晶体的制备。

3.溶胶-凝胶法溶胶-凝胶法是利用胶体粘结机理，通过选取不同的成分、控制反应条件等，得到不同类型、大小的光子晶体。

此种方法可制备多层光子晶体，具有多种形态，应用极为广泛。

二、光子晶体的性质光子晶体的光学带隙现象是其独特性质之一，是指在材料中存在禁止带隙，使得在该频率范围内通过的光的波长范围被禁止，从而形成了光学过滤器和光学阻带器等。

1.光学带隙光学带隙是光子晶体的重要性质之一，是指在周期性结构中，材料中存在一定的频率范围，光的波长将被禁止穿过，并且在带隙外部的波长的光线可以通过材料。

光学带隙具有较强的选择性，可以实现对不同波长的光进行选择性控制。

2.全反射现象光子晶体的结构具有对光的干涉效应，将入射光束进行分散，从而实现了全反射。

全反射作为光元件的常见现象，可以实现光的指向性传输。

3.散射现象光子晶体中，存在各种形状、大小的球形或柱形的散射体，可以将散射光线引导到材料内部，使得光线能够在不同的波长上进行散射，从而实现了光的空间定向传输。