关键词：
等离子体光子晶体（精选九篇）
等离子体光子晶体 篇1
光子晶体是八十年代末由Yablonovitch E和John S提出来的一种新概念和新材料,由于其能有效地控制特定频段的电磁波传播,具有非常广阔的应用前景,近几十年来一直成为学术界的研究热点[1,2]。光子晶体是指具有一定光子带隙结构的一种人工周期性电介质结构[3],在介电常数呈周期性排列的介质材料中,某些波段的电磁波因周期性结构的强散射效应将无法在介质材料中传播,因而形成光子带隙结构。如果在这种周期性结构中引入缺陷模,会在光子带隙中形成相应的局域特性。因此,光子晶体的这种独特的性质由最初的光学领域扩展到微波与毫米波波段等众多的领域,具有十分重要的应用前景,比如用光子晶体制作频率滤波器、光波导和微波集成电子器件等[4,5,6,7]。等离子体光子晶体是由等离子体和电介质或真空构成的人工周期结构,最近由Hojo等人提出来[8,9],此后,文献[10]、[11]从理论和实验上对等离子体光子晶体的光子带隙特征和色散特性进行了分析。众所周知,等离子体具有色散特性和耗散特性。一方面,等离子体是一种色散介质,其折射率小于1甚至为负值,而且与电磁波的频率密切相关。对入射电磁波而言,等离子体本身就存在阻带和通带。另一方面,等离子体也是一种耗散介质,当频率高于等离子体频率的电磁波入射到等离子体内部时,由于等离子体的碰撞,入射电磁波的能量会被吸收,电磁波的能量转化为等离子体的内能[12]。等离子体的色散和耗散特性将使得等离子体光子晶体具有常规的介质光子晶体所不具有的性质[13,14]。近年来可调光子晶体的研究倍受关注,人们通过外部加电压、电磁场,改变温度等手段改变光子晶体介质的电磁特性,来实现光子带隙改变。光子晶体本身是一种带宽滤波器,根据光子晶体的光子局域的特性,在光子晶体中引入缺陷可实现单通道滤波,滤波频率取决于所引入缺陷的性质[15]。本文在等离子体光子晶体中引入缺陷等离子体层,构成一种新的可调谐微波滤波器。在不改变原有等离子体光子晶体带隙前提下,通过控制缺陷等离子体的参量,使缺陷等离子体等效折射率的改变,因而对入射电磁波的谐振频率发生偏移,从而实现单通道滤波器的可调谐性。
1 时域有限差分算法
时域有限差分方法是通过将麦克斯韦旋度方程化为有限差分而直接在时域求解。在计算过程中对真空及电介质部分用传统的FDTD算法,在等离子体区采用高精度的龙格库塔指数时程差分算法[16]。
对一维问题,设横电磁波(TEM)沿z方向传播,RKETD-FDTD算法迭代方程为
其中:等离子体角频率和电子密度的关系为,等离子体的等效折射率和等离子体的频率关系为,式中ne是自由电子密度,详细推导见文献[16]。
2 理论模型和数值模拟分析
设计结构为(AB)NACA(BA)N的一维缺陷模等离子体光子晶体,其中介质层A的折射率为na,厚度为da;等离子体层B的折射率为nb,厚度为db;等离子体缺陷层C的折射率为nc,厚度为dc,N为周期数。由于缺陷层的引入,光子晶体的整体周期性被破坏,但仍然具有中心对称性。仿真初始等离子体光子晶体参数设定为N=3,na=2,da=0.018 8 m,db=0.037 5 m,等离子体频率ωp=4 Grad/s,碰撞频率vb=1×107 Hz,中心工作波长λ0=0.15 m(对应中心频率f0=2.0 GHz)。当等离子体缺陷层C的电子密度为零时,可知其等效折射率为nc=1。此时取光学厚度为Hc=ncdc=0.5λ0,即等离子体缺陷层C的几何厚度dc=0.075 m。
模拟了电磁波垂直入射到等离子体光子晶体上,将透射场时域值通过离散傅里叶变换成频域值,得到透射频谱。设置计算空间步长Δz=1.25mm,由Courant稳定条件知,时间步长Δt=2.08ps,整个计算区域分为386个网格,等离子体光子晶体区域为13~373,占据360个网格,计算空间的两端各设置5个网格完全匹配层吸收边界,用于吸收截断边界时产生的反射,其余为真空。入射波为微分高斯脉冲
式中τ=15Δt,其大小决定了高斯脉冲的宽度。
2.1 缺陷层等离子体密度对滤波特性的影响
图1给出了缺陷等离子体层的电子密度ne分别取0,0.79×1016 m-3,1.54×1016 m-3,3.15×1016 m-3,4.54×1016m-3时的透射谱。从图中可以看出,当缺陷等离子体层的电子密度为0时,缺陷等离子体层相当于真空,其等效折射率为1,在光子晶体禁带的中间出现了一个谐振频率fc=1.997 GHz缺陷模透射峰;当缺陷等离子体层的电子密度分别为0.79×1016 m-3,1.54×1016 m-3,3.15×1016 m-3,4.54×1016 m-3时,在光子晶体禁带中出现谐振频率分别为2.083 GHz,2.163 GHz,2.335 GHz,2.468 GHz的缺陷模透射峰。缺陷模透射峰频率fc随着缺陷等离子体层的电子密度ne的增大向高频方向移动。由式(4)和(5)可知,当缺陷等离子体的电子密度增大,等离子体的等效折射率变小,缺陷层的光学厚度Hc随之减小,谐振波长减小,谐振频率随之增大。图2给出了透射谱随电磁波频率、缺陷等离子体层电子密度连续变化的曲线。从图中可以看到,当缺陷等离子体层的电子密度改变过程中,光子晶体的禁带位置不变,只是缺陷层中谐振频率改变,引起透射峰偏移。因此在等离子体光子晶体结构尺寸大小不变的情况下,通过外部控制电压改变缺陷层等离子体的电离度,实现禁带内可调单通道滤波器的滤波特性。
为了说明缺陷模中心谐振频率波在光子晶体内的场分布,给出了缺陷层等离子体密度ne=0.79×1016 m-3时,中心谐振频率fc=2.083 GHz的时谐波电场能量分布以及电场强度的时间演化曲线,分别如图3及图4所示。从图中容易看出,电场能量主要集中在缺陷层中,从能量的角度来说,电磁能量局域在缺陷附近,形成谐振效应。在光子晶体中引入缺陷后,由于这些缺陷对原有的空间对称性产生微扰,形成一个微腔,并且微腔有自己的共振频率,在一定条件下,光子晶体中在微腔共振频率附近的光波的能量能透射出去,也即是光子晶体的滤波特性。
2.2 缺陷等离子体层厚度对滤波特性的影响
首先改变缺陷等离子体层厚度,取等离子体缺陷层C的电子密度为0时,此时分别取缺陷等离子体层几何厚度为0.5λ0、0.6λ0、0.7λ0,其他参数同上。此时缺陷模的几何厚度和光学厚度相等,当改变缺陷模等离子体的几何厚度时,得到缺陷模中心频率与厚度的关系,如图5所示。从图中可看出,缺陷模中心频率会随厚度的增大而朝低频的方向移动,从而能够实现更大带宽范围内的滤波可调谐性。当缺陷层厚度增加到一定值时,在带隙的上边沿产生一个新的缺陷模频率。其物理意义是因为缺陷模的形成源于电磁波在缺陷层中发生了干涉作用,当缺陷层的厚度增大时,相干波的波长增大,相应的缺陷模的中心频率减小;当相干波相位差为2π的整数倍时都会产生干涉相长,因而随着缺陷层的厚度增大必然产生新的缺陷模。可以看出,合理控制缺陷等离子体层厚度,可以实现更大带宽范围的滤波可调谐性。
其次,考虑等离子体光子晶体缺陷层等离子体几何厚度一定的情况,这里取缺陷离子体层几何厚度为0.5λ0,当改变缺陷模等离子体的电子密度时,得到缺陷模中心频率与缺陷层等离子体密度的关系,如图6所示。缺陷模中心频率会随密度的增大而朝频率大的方向移动,并近似成线性规律。因此,通过外部调控缺陷层等离子体的电离度,改变缺陷模等离子体的电子密度,从而实现禁带内可调单通道滤波特性。
3 结论
光子晶体光纤陀螺技术 篇2
光子晶体光纤陀螺技术
摘要：介绍了光纤陀螺在实际应用过程中的环境适应性问题,并从光子晶体光纤的结构特点出发,总结了光子晶体光纤的独特应用优势,指出将光子晶体光纤应用于光纤陀螺中可很好地解决温度、磁和辐射敏感等问题.通过实验研究,验证了实心保偏光子晶体光纤的`损耗、模式特性,以及温度、磁场和核辐射对此种光纤的影响.同时,研究开发了它与传统保偏光纤的熔接对轴技术,熔接点损耗和偏振串音达到0.7dB和-25dB.在此基础上,研制出光子晶体光纤陀螺样机,陀螺零漂达到0.09(°)/h.研究和对比表明:在光纤陀螺中用光子晶体光纤代替传统的光纤,在减小温度、辐射、磁场的影响和进一步提高光纤陀螺性能方面具备很大的潜力. 作者： 杨远段玮倩叶淼杨明伟 Author： Yang YuanhongDuan WeiqianYe MiaoYang Mingwei 作者单位： 北京航空航天大学 仪器科学与光电工程学院 光电工程系,北京,100191 期 刊： 红外与激光工程 ISTICEIPKU Journal： Infrared and Laser Engineering 年，卷(期)： ,40(6) 分类号： N253 关键词： 光子晶体光纤 光纤陀螺 现场应用 机标分类号： TN8 TQ3 机标关键词： 光子晶体光纤光纤陀螺技术photonic crystal fiber温度辐射敏感应用优势应用过程性问题陀螺样机接点损耗实验研究熔接偏振串音模式特性结构特点环境适应光纤应用磁场保偏光纤核辐射 基金项目： 国家自然科学基金，国家863计划 光子晶体光纤陀螺技术[期刊论文]红外与激光工程 --2011,40(6)杨远段玮倩叶淼杨明伟介绍了光纤陀螺在实际应用过程中的环境适应性问题,并从光子晶体光纤的结构特点出发,总结了光子晶体光纤的独特应用优势,指出将光子晶体光纤应用于光纤陀螺中可很好地解决温度、磁和辐射敏感等问题.通过实验研究,验证了实...
光子晶体光纤研究 篇3
光子晶体光纤 (Photonic Crystal Fiber) [1], 又称多孔光纤 (Holey Fiber) , 或微结构光纤 (Microstructure Fiber) , 最早由Philip St. J. Russell 等人于1992年提出。光子晶体光纤是一种具有周期性横向微结构的光纤, 早在1996年就已经作为一种低损耗的波导形式出现在实际应用中。自上个世纪80年代末期Yablonvitch 的先驱性工作以来, 世界上的众多研究机构已相继提出了多种空芯或实芯, 具有规则或不规则几何结构, 使用不同材料 (硅或聚合体) 的光子晶体光纤。常见的光子晶体光纤结构如图1所示。
1 光子晶体光纤的导光机理
光子晶体光纤根据导光机理的不同可以分成两类:折射率导引型光子晶体光纤, 如图1中的A, C, D和光子带隙型光子晶体光纤, 如图1中的E, G, I。
折射率导引型光子晶体光纤中包层的有效折射率低于纤芯的折射率, 所以通过全内反射 (total internal reflection) 可以将光限制在由折射率较高的材料组成的纤芯区域。由于其设计比较灵活, 折射率导引型光子晶体光纤具有较宽的超短光脉冲传送波长, 可见光和近红外波导奇异色散等令人感兴趣的特性。另一方面, 光子带隙 (PBG) 型光子晶体光纤仅能够在一个或几个离散的对应于光子带隙的频带导光。其导波模的有效折射率低于包层模, 通过带隙效应, 特定频率的光能够在由低折射率材料 (固体玻璃、空气孔) 组成的纤芯中传播。
2 光子晶体光纤的特性
光子晶体光纤由单一材料构成, 其包层中的空气孔微结构已经超出了普通光纤光学和光波导的范畴, 由于其设计上的灵活性, 光子晶体光纤具有许多传统光纤无法比拟的特性, 这就为克服传统光纤发展中的一些技术障碍提供了有效的解决途径。
2.1 无截止单模特性
众所周知, 传统光纤中的归一化频率V决定了光纤支持的模式数目, 当V<2.405时光纤只支持单模。1996年, J. C. Knight[2]等人报道了在337nm到1550nm波长范围内都为单模的光子晶体光纤。与传统光纤类似, 光子晶体光纤的单模传输条件为:
其中r为纤芯半径, λ为真空中的波长, ncore为纤芯的折射率, nclad为包层的有效折射率。包层的有效折射率不是包层材料折射率简单的平均或加权平均, 而是由光场分布决定的。
2.2 色散特性
色散在通信系统设计和所有非线性光学实验中起着至关重要的作用。色散使得不同频率的光以不同的群速度传播, 这就直接导致光脉冲的展宽, 限制通信传输速率的提高。与传统单模光纤相比, 光子晶体光纤无论在色散幅度, 还是在色散符号的控制上都有了极大的加强。
随着光频率的增加, 传统单模光纤 (SMF) 在1.3μm波长附近色散值由反常 (D>0) 变为正常 (D<0) 。对于光子晶体光纤, 当其纤芯半径小于1μm时, 其基模的零色散点将移至可见光波段 (400nm～700nm) 。通过使用具有混合成分玻璃作为光子晶体光纤的组成材料, 例如Schott SF6, 其本征零色散点位于～1.8μm。由于设计上的灵活性, 光子晶体光纤可以在极宽的波长范围内具有平坦的色散曲线, 并可以根据实际需要使其变为近零色散、正常色散和反常色散。同时通过调节其结构参数, 可以使得光子晶体光纤具有不同斜率的色散曲线。
2.3 非线性特性
传统阶跃光纤1550nm处可用的最高非线性系数20W-1.km-1。通过巧妙的设计, 折射率引导型光子晶体光纤的非线性系数通常是传统光纤的10～100倍, 而由混合成分玻璃组成的光子晶体光纤在1550nm处的非线性系数高达550W-1.km-1[3]。这种高非线性的光子晶体光纤已经应用于光参量放大, 全光信号处理, 超短孤子脉冲传输, 超连续谱的产生等方面, 其研究成果大大的丰富了传统非线性光纤光学的内容。
2.4 高双折射特性
与传统光纤相比, 光子晶体光纤具有更高的纤芯-包层折射率差, 因此高双折射光子晶体光纤更易于实现。实现高双折射光子晶体光纤的途径有:
(1) 增加其纤芯-包层折射率差, 例如, 各向异性材料的使用。
(2) 在光子晶体光纤纤芯或包层中引入非对称结构。与传统PANDA型或碟结型 (双折射值通常为5×10-4) 等包偏光纤相比, 高双折射光子晶体光具有制作工艺简单, 设计自由度大, 更高双折射等优点。到目前为止, 文献[4]报道了具有10-3级的高双折射光子晶体, 双折射值高达0.0076的光子晶体光纤已经在实验中实现[5]。
3 光子晶体光纤研究进展
目前, 国际、国内对光子晶体光纤的理论研究主要包括数值模拟方法的改进、新方法的提出、对光子晶体光纤特性的分析等。光子晶体光纤的数值模拟方法主要有:有限元方法、平面波展开法、有限时域差分方法、多极法等。近年来, 光子晶体光纤的制作材料已经不再局限于融石英, 采用亚碲酸盐 (tellurite) , 聚合体 (polymer) 等材料的光子晶体光纤都有报道。由于光子晶体光纤由单一材料组成, 所以其自身损耗低于传统光纤。K. Kurokawa等人已于2006年成功拉制出一根长100km, 损耗0.3dB/km光子晶体光纤[6]。随着研究不断深入, 光子晶体光纤传输损耗显著降低。因此, 各研究机构纷纷利用其开展相关的传输实验。H. Kubota等人于2001年在一根2km的光子晶体光纤上进行了首次的飞秒脉冲传输实验。在6个波长 (658, 780, 853, 1064, 1309和1556) 处的超宽带波分复用传输实验显示:光子晶体光纤超宽的单模频带为带宽为263THz的通信系统的建立提供了可能[7]。光子晶体光纤已经广泛应用于光通信、非线性光纤光学等领域的前沿研究, 它在光开关、波长转换、光纤传感、拉曼放大等方面已经取得令人瞩目的成果。
4 结束语
光子晶体光纤由于具有传统光纤无法比拟的奇异特性, 成为学术界和产业界的研究热点。随着光子晶体光纤研究的深入, 其展现出的各种优异特性将会得到更广泛的应用。可以预见, 光子晶体光纤的发展前景异常广阔, 进一步发展光子晶体光纤的理论及其在通信领域的应用研究有着重要的现实意义。
参考文献
[1] Russell P St J. Photonic crystal fibers[J]. Science, 2003, 299, (5605) :358-362.
[2] Knight J C, Birks T A, Russell P St J, et al. All-Silica Single-Mode Optical Fiber wth Photonic Crystal Cladding[J]. Opt. Lett, 1996, 21:1547-1549.
[3] Petropoulos P, Ebendotff-Heidepriem H, et al. Highly nonlinear and anomalously dispersive lead silicate glass holey fibers[J]. Opt. Express. 2003, 11:3568-3573.
[4] Origosa-Blanch A, Knight J C, et al. Highly birefringent photonic crystal fibers[J]. Opt. Lett, 2000, 25:1325-1327.
[5] Origosa-Blanch A, Diez, A.et al. Ultrahigh birefringent nonlinear microstructured fiber[J]. IEEE Photon. Technol. Lett., 2004, 16:1667-1669.
[6]Kurokawa K, Tajima K, et al.Penalty-free dispersion-managed sili-ton transmission over a 100-km low-loss PCF[J].J.Lightw.Tech-nol.2006, 24:32-37, 2006.
光子晶体中的反常折射现象论文 篇4
这些实验说明在光频率范围内，光子晶体折射率小于一，甚至小于零。
光子晶体的反常折射的现象原理分析可以通过分析频率曲线来完成。
光在光子晶体传播过程中频率曲线决定着光子晶体布洛赫模群速度及方向，从而决定光如何在光子晶体内部如何进行折射。
通过以上分析不难看出，光子晶体频率曲线与能带分布都影响着折射效应。
从色散曲线能带分布情况便可判断负折射效应频率范围处于光子晶体禁带区附近。
色散曲线对应的频率曲线具有负有效光子质量，并且随着频率的不断的增加，布洛赫模群速度方向都会产生负向偏折。
首次合成光子晶体反常折射介质的是Smith等人。
在研究中应用了Pendry理论，实验通过金属线和金属环实现，虽然实验成功但实际上金属材料固有的吸收特性，在某种程度上也大大的限制了反常折射在短长波方面的应用效果，所以当时并没有得到推广和应用。
想要取得更好的效果降低短波损耗，必须使用一些其他的材料代替金属实现反常折射效应。
这一实验为后期光子晶体反常折射研究奠定了基础。
经过不断的发展，光子晶体已经发展出了：一维光子晶体、二维光子晶体、三维。
目前一维光子晶体制备技术已经逐渐成熟起来，但对反常折射的特性控制技术却还很少。
虽然三维光子晶体的性能几乎包括了其他类型的所有特征，但是制备问题一直没有得到很好的解决，所以未来的光子晶体应用的主流还会暂时停留在二维光子晶体上。
三、结束语
光子晶体是一种新型的材料，光子晶体反常折射现象也展现出了很大的潜在应用前景。
如果利用光子晶体反常折射现象制作超透镜，在光子晶体反常折射现象下的超透镜，突破了传统衍射极限，成像分辨率将大大被提高，从而实现“完美成像”光子晶体的广泛推广和应用具有重要意义。
【参考文献】
[1]周墨菁.光子晶体及其负折射现象理论与特性研究[J].湖北职业技术经济管理学院，2012，14(12)：119-124
[2]李志搏.一维光子晶体反常折射的数值分析[J].浙江经济管理学院，2011，11(14)：132-136
光子晶体的应用与研究 篇5
1 光子晶体的由来
1987年S.John和E.Yablonovitch等人分别提出了光子晶体的概念:光子晶体是指具有光子带隙 (Photonic Band-Gap, 简称为PBG) 特性的人造周期性电介质结构, 有时也称为PBG光子晶体结构。它是根据电子学上的概念类比得出的。我们知道, 在固体物理学的研究中, 晶体中的呈周期性排列的原子产生的周期性电势场会对其中电子有特殊的约束作用。在介电常数周期性分布的介质中的电磁波的一些频率是被禁止的, 光子晶体也类似, 通常这些被禁止的频率区间为光子带隙, 也叫光子频率禁带, 而将具有“光子频率禁带”的材料称作为光子晶体。
2 光子晶体的分类与结构
我们可以根据光子晶体的结构进行分类, 根据其能隙空间分布的不同, 我们把光子晶体分为一维光子晶体、二维光子晶体、三维光子晶体。
3 光子晶体的制造
光子晶体在自然界中几乎不存在, 它是一种人造微结构, 其制备工艺主要有以下几种:
3.1 机械加工法
机械加工法又叫精密机械加工法, 这种加工法是在光子晶体的早期研究中发展起来的方法。机械加工法通过在集体材料上进行机械接卸钻孔, 利用空气介质和集体材料的折射率差来获得光子晶体, 这种方法可以用于制备制作起来比较容易的晶格常熟在厘米至毫米量级的微波波段光子晶体。
3.2 半导体微制造法
半导体制备技术中的“激光刻蚀”、“反应离子束刻蚀”、“电子束刻蚀”以及“化学汽相淀积”等能够应用于面心立方结构的光子晶体的制备。
这类制备方法的优点在于可以利用现有半导体产业的技术和设备, 并且用这种方法制备的光子晶体具有较宽的禁带, 在集成光电子元件的应用方面有很大的潜力。但是这类制备方法的工艺太过复杂, 而且成本过高, 并且在向光子晶体中引入缺陷和制备更短波长的光子晶体等方面存在不足。
3.3 胶体自组织法
分散的聚苯乙烯乳胶球能自发的在水中排列成面心立方和体心立方等有序结构, 这种胶体体系被人们称为胶体晶体。目前制备交替晶体的多为二氧化硅小球体系或者聚苯乙烯球。这种方法制备的光子晶体的折射率比值不会太大。蛋白石光子晶体的折射率比值比较小, 这也就决定了此种胶体光子晶体的光子禁带较窄, 它们是非完全光子带隙晶体。为解决胶体晶体的低介电常数配比问题, 人们又发展了模板法。
模板法和胶体法可以用于制备可见光和近红外波段的三维光子晶体。它们的缺点是不易引入人们想要的缺陷, 以及制得的光子晶体机械强度较低, 尺寸较小等。
3.4 激光微制造法
有一种相对比较简单的制备光子晶体的方法叫做激光微制造法。其原理是, 光线能通过透镜产生汇聚, 从而在焦点处可以产生很高的温度。如果将紧密聚焦后的激光束直接照射在透明材料上, 只要光强足够大, 则材料内部的亚微观尺寸区得光学性质会被改变。光学改性区取决于激光束的聚焦情况, 如果使用配有高数值孔径的显微镜对激光束聚焦, 则所得的光学改性区的尺寸有可能达到进行为制造的激光波长量级。
3.5 激光全息制造法
激光全息制造法的原理是:两束或多束相关光线在相互重叠汇聚处能产生在空间上呈周期性变化的图案, 然后再通过光与物质的相互作用, 就能形成介质折射率在空间上呈周期性变化的结构。因为在光强比较高的地方, 液态树脂会发生固化, 而其他地方还是液态, 所以该电磁波场强的图案能被转印到树脂材料中, 进而得到需要的光子晶体结构。
3.6 双光子聚合法
双光子聚合是近些年来发展起来的一种新型光聚合技术, 它要求材料中能引发光聚合的活性成分能在同时吸收两个光子, 产生一种活性物质, 进而引发聚合反应。双光子聚合技术是点聚合, 能通过计算机辅助设计进行立体结构加工, 所以加工精密度要比普通光聚合更高。
4 光子晶体的应用发展
4.1 光子晶体激光器
传统光学器件尺寸的缩小已经接近物理极限, 光子晶体为突破这一瓶颈限制带来了曙光, 可望满足元器件不断微型化的需要。另外从理论性上看, 光子晶体激光器的起振阈值可以为零。因此光子晶体激光器的研究受到了广泛重视, 日本、美国、德国、韩国、英国、瑞士、法国等国的研究者都已研制出光子晶体激光器装置。但由于其制作工艺复杂, 目前国内在这方面的研究基本上还是空白状态。
从工作原理上看, 光子晶体激光器可以分为两类, 一类基于缺陷态光子晶体的特性, 另一类基于光子晶体的理想反射特性。
从工作特点上看, 光子晶体激光器可分为半导体光子晶体激光器、光子晶体光线激光器、光子晶体激光二极管、有机聚合物光子晶体激光器。
从结构特点看, 已研制出的有光子晶体带间缺陷模激光器、表面发射型光子晶体激光器、脊形波导光子晶体激光器、六角波导环形谐振腔光子晶体激光器、光子晶体分布反馈式激光器、垂直腔面发射光子晶体激光器、光子晶体带边激光器等。
4.2 光子晶体光纤
光子晶体纤维其实就是在二维光子晶体的长度方向上制造一定的缺陷, 从而使其能够成光的导体的波导。光子纤维光线最重要的特点是无休止单模特性和其奇异的色散特性。
4.3 光子晶体在为微波中的应用-微波天线
这里主要介绍一种在微波领域中的平面二维光子晶体.这种光子品体可能实现相位可控的金属-介质反射表面, 因而可能实现具有高表面阻抗的电磁波反射表面, 也就是说, 可能实现电磁波的同相位反射.这样的光子晶体, 将会在天线、通讯、尤其是手机通讯中、有非常诱人的应用前景。
4.4 光子晶体发光二级管
众所周知, 传统的发光二极管在光通信领域中起着关键性的作用。一般的传统发光二极管的发光中心发出的光要经过包围它的介质的无数次反射, 其中大部分的光不能有效地耦合出去, 从而使传统的发光二极管的光辐射效率很低。如果把一块特质的光子晶体放在发光二极管的发光中心, 并设计成该发光中心的自发辐射频率与其中间的光子晶体的光子频率禁带相重合, 则发光二极管的发光中心发出的光就不会进入包围它的光子晶体中, 而是沿着特定的设计方向相外辐射, 这样就能极大地提高发光二极管的效率。
5 结束语
如前文所述, 光子晶体虽然只发展了短短二十几年, 但是因为其广阔前景, 已经引起了全世界学术界的广泛重视, 很多科研工作者在光子晶体的理论研究、实验以及具体应用上都进行了大量的工作。当前光子晶体的波长范围已经发展到了红外光甚至可见光的波段, 但是如果想在此波段范围内制造完全带隙的三维光子晶体还存在着一定的困难, 目前最大的制约还是在适宜的材料和加工工艺上。因此, 人们发明了了双光子聚合技术和激光全息光科技书, 这两种技术结合了高分子化学和激光光学的全新手段, 是交叉性、边缘性的前沿研究领域。目前在加工工艺方面, 人们可以采用激光全息技术来制备三维光子晶体, 甚至也能通过计算机辅助设计来给光子晶体加入我们想要的缺陷。但是在先进技术不断革新的同时, 我们对材料也不断提出了更高的要求。我们希望材料聚合后的折射率应较大, 因为折射率相差越大, 光子晶体产生的能隙宽度才会越大。现在, 人们使用以上技术制造出的聚合物微结构作为模板, 再结合其他高折射率的材料, 例如使用硅、锗等进行填充, 再通过煅烧、化学腐蚀等方法出去模板, 进而制备出具有更高设置指数的光子晶体。
光子晶体优良的特性及其在光电子领域巨大的应用潜力, 必将推动光通信技术的飞速发展。目前光子晶体正处于深入研究和应用推广阶段, 许多美好设想即将成为现实, 国内外的科学家们将在该领域进行大量的研究工作。
摘要：光子晶体是指具有光子带隙 (PhotonicBand-Gap, 简称为PBG) 特性的人造周期性电介质结构, 有时也称为PBG光子晶体结构。该文系统的阐述了光子晶体的产生、制备及应用。
关键词：光子晶体,光子频率禁带,激光全息,光子晶体激光器,微波天线
参考文献
[1]Zhou W d, Rennon S, Baba T, et al.Electrically injected single-defect photonic band gap surface-emitting laser at room temperature[J].Electron.Lett, 2000, 36 (18) :1541-1542.
[2]Moosburgter J, Kamp M, Klopf F, et al.Semiconductor lasers with 2-D-photonic crystal mirrors based on a wet-oxidized Al2O3-mask[J].IEEE Photon.Technol.Lett, 2001, 13 (5) :406-408.
[3]于学亚, 曾兆华, 杨建文, 等.光子晶体的研究现状与最新进展[J].人工晶体学报, 2002 (12) .
硅树脂调制的可调光子晶体 篇6
热调光子晶体器件一般是在光子晶体光纤材料中填充某种材料之后,通过加热改变填充材料的折射率,来影响和改变光的传输。目前,有关热调光子晶体器件的相关研究不多,所用的填充材料局限于液晶[1,2]。为了加速相关研究的进展,寻找更廉价、更合适的波导填充材料至关重要。
在用于热光器件的聚合物材料中,有机硅树脂类具有热稳定性高、抗老化和热光系数大等特点。与其他热光材料相比,硅树脂价格低廉,和半导体材料硅具有很好的亲和性,是制作光子器件的优选材料,如日本用一种硅树脂材料研制了波长可调的阵列波导光栅(AWG)[3]和与塑料光纤匹配的光波导[4]等。据作者所知,硅树脂在光子晶体中的应用还未见报道。经过遴选,本文选择一种耐热型硅树脂作为填充光子晶体的功能材料,来制作可调的二维光子晶体器件,用平面波展开法计算了相应光子晶体的带隙结构。结果表明,利用温度场控制硅树脂的折射率变化可对光子晶体的光子带隙进行调节,从而改变光的传输特性。这种光子晶体波导可用于制作热光光开关和光衰减器,在光子晶体光纤的应用方面具有潜在价值。
1 数值模拟方法
采用数值模拟方法分别对未填充硅树脂和填充硅树脂的二维光子晶体的光子带隙进行研究。通常用平面波展开法来计算光子晶体的禁带结构,其基本思想是将电磁场以平面波的形式展开,可以将麦克斯韦方程组化成一个本征方程,求解该方程的本征值便得到传播的光子的本征频率。
光子晶体的光子带隙结构与组成光子晶体的材料的折射率对比有关,因而如果两种材料的折射率(或介电常数)对比发生变化,相应的光子带隙结构也会发生改变。
以下讨论硅树脂的热光特性[5]:
材料的折射率主要由其密度ρ和极化率α所决定。α包括电子极化率(αe)、原子极化率(αa)、取向极化率(αμ)和界面极化率。电子极化发生在X射线、紫外和可见光的频段(1015~1018 Hz);原子极化发生在1011~1015 Hz 频段;界面极化发生在更低频率范围,只是对不均匀材料才有这种极化。对于均匀的高分子材料,折射率可用克劳修斯- 莫索提公式[6]表示为
式中,M为介质的分子量;NA 为阿佛加德罗常量。温度对折射率的影响主要来源于介质的ρ和αμ随温度的变化情况。αμ与温度T有直接关系:
式中,μ为分子的永久偶极矩; k为玻尔兹曼常量。为了便于讨论,将式(1)表示为
从式(2)和式(3)可以看出,当T增大时, α减小,将导致n减小。当T增大时,ρ仅有微小的减小,因此温度变化时,影响折射率的主要因素是α。硅树脂材料的分子偶极矩大,是一种极性较大的材料。
本文的基本思想是将硅树脂填充入二维光子晶体硅介质柱的带隙中,由于硅树脂具有较大的热光系数,当在这种光子晶体器件中加上一对电极作为加热源,硅树脂在温度场的作用下折射率会发生较大的变化,可对光子晶体的光子带隙结构进行调节,在其内传输的电磁场就会受到影响,从而控制传输光的传输性能。
2 数值模拟与分析
下面将研究填充硅树脂Ren60的二维正方形分布的介质柱型光子晶体(如图1所示)的禁带结构。对于在二维光子晶体中传输的电磁波,
存在着两种独立的偏振态,定义横磁模为电场平行于介质柱,而横电模为电场垂直于介质柱。未填充硅树脂前的光子晶体的各参数如下:晶格常数为a,介质柱(Si)的折射率为n0=3.4,介质柱半径为r,且r/a=0.28。本文主要讨论填充硅树脂且温度由20 ℃变化到120 ℃ 时光子晶体的光子带隙的变化情况。20 ℃时硅树脂的折射率为1.528 6,入射光波长为650 nm时,硅树脂的热光系数为-3.6×10-4/℃,由此可计算出硅树脂在120 ℃时的折射率为1.492 6。利用平面波展开法就可以得到填充硅树脂的光子晶体的禁带结构,如图2所示。
由图2可以看出,当正方形分布的介质柱型光子晶体中没有填充硅树脂时,光子晶体出现3个对横磁模(TM)起作用的禁带,其中较大禁带的归一化频率ω a/2πc(其中ω是角频率,c是真空中的光速)范围是0.437 14~0.531 43,另外两个较小禁带的归一化频率范围为0.242 86~0.325 71和0.682 86~0.702 86。当光子晶体的介质柱之间填充硅树脂且温度为20 ℃时,可以发现禁带结构发生了较大变化,其中一个带隙消失,而另两个光子带隙的频率范围改变成0.237 77~0.273 9和0.423 61~0.433 94。当通过电极将硅树脂加热到120 ℃时,光子晶体的光子带隙进一步发生变化,出现了一个对横电模起作用的禁带,其频率范围为0.56~0.569 14,而另两个对横磁模起作用的禁带频率范围改变为0.425 14~0.441 14和0.237 71~0.276 57。由此可以看出,正方形分布的介质柱型光子晶体填充硅树脂后,其禁带结构的改变主要表现在以下两个方面:首先,位于较高频率的对横磁模起作用的一个禁带消失;其次,另两个禁带的频率范围减小,较大禁带的上限发生显著改变,而下限的改变则不明显。当填充硅树脂的光子晶体温度由20 ℃变化到120 ℃时,光子禁带也发生改变,表现在对横磁模起作用的光子禁带范围的增大和出现一个对横电模起作用的禁带。这种受温度调控的禁带范围的变化和对横电模起作用的禁带的出现直接决定了光子晶体的用途。需要指出的是,光子晶体的禁带结构不仅与温度有关,还与r/a有关。如图3所示。
由图3可以看出,正方形分布的介质柱型光子晶体中填充硅树脂后,其禁带结构随着r/a的变化有以下规律:首先,其光子晶体的禁带随着r的增大而减小;其次,当温度由20 ℃变化到120 ℃时,在r/a介于0.26~0.38与0.392~0.422之间时会出现两个对横电模起作用的小禁带。图3不仅给出了如何选择r/a来确定合适的禁带的频率范围和宽度的指导,还证明正方形分布的介质柱型光子晶体的禁带结构会因温度的改变而发生改变,故可以利用硅树脂来对禁带结构进行调制。
填充硅树脂的正方形介质柱型光子晶体的禁带结构随温度的变化规律如图4所示。从图中可以看出,在r/a=0.28时,随着温度的升高,对横磁模起作用的一个带隙变化不大,但当硅树脂的温度上升到接近92 ℃时,会出现一个新的对横电模起作用的带隙。结果表明,当光子晶体的结构固定之后,可通过改变温度来调控新带隙的生成和消失,从而制作光子晶体器件。
3 光子晶体光开关和光偏光片
由于硅树脂的折射率受温度的控制,因此,我们可以通过控制温度场来对填充硅树脂的光子晶体的禁带进行调节。这种禁带可调的介质柱型光子晶体可以作为光开关和光偏振片来使用。例如归一化频率为0.565的TE偏振光在温度为120 ℃时不能在光子晶体中(光子晶体结构参数:r/a=0.28)传输;而当温度为20 ℃时可以在光子晶体中传输(见图5)。因而可以通过温度调节来控制某一频率TE态传输光在光子晶体中传输的开和关。而当归一化频率为0.565的非偏振光在温度由20 ℃变为120 ℃时,原来可全部通过的传输光变为只有TM态可在这种光子晶体中通过。因而我们可以通过调节温度来将某一频率的非偏振传输光转变为偏振光。此外,这种光子晶体的光子带隙范围随温度的变化而变化,利用这个特点可制作光子晶体光衰减器。这种受温度控制的光子晶体器件的响应时间为毫秒量级,如果温度变化增大,可调制的范围更宽。需要指出的是这种光子晶体不存在完全光子带隙。
4 结束语
本文提出了一种新的调制光子晶体带隙的方法,通过温度场来控制填充于二维正方形光子晶体介质柱间的硅树脂的折射率,可以对光子晶体带隙进行调制。采用平面波展开法对二维正方形介质柱光子晶体禁带结构进行了数值分析。数值模拟结果表明,光子晶体的带隙结构因所施加的温度场而改变。由于硅和硅树脂较好的相容性,这种光子晶体具有易与其他光子器件进行集成等优点。这种光子晶体可用于制作光开关、偏光片和可调光衰减器。
摘要：文章提出一种利用硅树脂调节光子晶体光子带隙的方法,光子晶体波导是通过往二维正方形光子晶体的介质柱之间填充硅树脂得到的,利用温度场改变硅树脂的折射率。数值模拟结果表明:通过温度场可对这种光子晶体的禁带结构进行调节。这种可调光子晶体可应用于制作新颖的偏光片和光开关。
关键词：光子晶体,光子禁带,平面波展开法,硅树脂,光开关
参考文献
[1]Shunsuke Murai,Koji Fujita,Takayuki Hirao,et al.Temperature-tunable scattering strength based on thephase transition of liquid crystal infiltrated in well-de-fined macroporous random media[J].Optical materi-als,2007,29(8):949-954.
[2]Martz J,Ferrini R,Nüesch F,et al.Liquid crystal in-filtration of InP-based planar photonic crystals[J].Journal of applied physics,2006,99(10):103 105-103 109.
[3]Toyoda S,Kaneko A,Ooba N,et al.Polarization-in-dependent low cross-talk polymeric AWG-based tuna-ble filter operating around 1.55μm[J].IEEE.Pho-ton.Technol.Lett.,1999,11(9):1 141-1 143.
[4]Mizuno H,Sugihava O,Kaino T,et al.Low-loss pol-ymeric optical waveguides with large cores fabricatedby hot embossing[J].Opt.Lett.,2003,28(23):2 378-2 381.
[5]张小康,廖常俊,刘沛强,等.硅树脂材料热光特性的测试与分析[J].光学学报,2005,25(5):629-632.
一维缺陷光子晶体传输特性研究 篇7
关键词：传输矩阵方法,光子晶体,缺陷层
0引言
光子晶体的独特性质使其在光通讯、宽带反射镜、光波导等方面得到广泛的应用[1,2,3]。一维光子晶体结构简单,易于制造,因此人们可采取各种不同的结构和方法得到一维光子晶体更好的传输特性。在一维光子晶体的周期结构中加入缺陷层, 会使光子晶体的禁带中出现窄带[4,5]。本文利用光学传输矩阵方法,在周期性一维光子晶体里引入缺陷层,讨论了各参数的变化对光子晶体传输特性的影响。
1结构和方法
本文的一维光子晶体周期结构组成分别为A和B。在A、 B形成的多层周期结构中插入缺陷层C,形成(AB)NCU(AB)M型结构,如图1所示。n1、n2为周期结构介质折射率,n3为缺陷层介质折 射率;d1、d2为周期结 构介质层 厚度,d3为缺陷层 厚度。
利用光学传输矩阵[6]的方法来讨论光子晶体光学特性,假设采用各向同性介质,在均匀介质的内部,一维缺陷光子晶体两侧均为空气。以θi代表波入射方向和介质表面法线的夹角, 对于TE波,其特征矩阵为:
式中,δi=(2π/λ)nidicosθi;ηi为介质的有效导纳。
对于P偏振光有ηi=ni/cosθi,S偏振光有ηi=nicosθi,故介质的特性矩阵为:
整个结构的反射率和透射率分别为:
式中,η0、ηl分别为入射介质和出射介质的有效导纳。
研究正入射情况,设一维光子晶体介质层的光学厚度相等,为某一波长λ0的m倍,即n1d1=n2d2=n3d3=mλ0,则有δ1=2πmpcosθ1,δ2=2πmpcosθ2,p=λ0/λ。
2数值计算结果及分析
2.1周期数变化对传输特性的影响
取n1=1.56,n2=3.5,n3=2,m=0.25,图2给出了N=5,改变M的数值时,一维缺陷光子晶体反射率R随p的变化。 从图2中可以看出,每个禁带中心都有导带出现,M值越大,禁带的反射率越大,边缘越陡峭,且导带的反射率先增大后减小。 当M=4时,禁带中心导带的反射率最低,透射效果最好,而且在p取0~4之间时,禁带中心导带的透射率较好,p值增大,透射率变差。当M>8或M<2时,禁带中心几乎没有导带,因此缺陷层所处的位置对晶体禁带中心的导带有很大的影响。
各介质层的折射率和m值不变,改变周期数N和M的数值,进行多次仿真研究发现:后面周期介质数比前面周期介质数少一层时,禁带中心的导带透射率最好。
2.2缺陷层折射率对传输特性的影响
取n1=1.56,n2=3.5,m=0.25,N=5,M=4。图3给出了改变缺陷层折射率n3值,禁带中心导带的反射率变化情况。 由图3可知,不同的曲线代表的是每个禁带中心导带的反射率,虽然讨论的导带不一样,但是导带反射率变化的趋势大致相同,都是先减小后增大。在缺陷层的折射率为2.4左右时,导带的反射率最低;向两边变化时,反射率逐渐增大。
2.3m值对传输特性的影响
取n1=1.56,n2=3.5,n3=2.5,N=5,M=4,改变m的数值,发现禁带的数量与m的取值有关,如表1所示,表中p表示的是其取值范围。由表1可以看出,随着m的增大,禁带中心导带数量也增加。在m取0.25的整数倍时,导带数量呈倍数增长,因此可以选择不同的m值得到不同数量的导带,制作多通道滤波器。
3结论
双包层光子晶体光纤特性研究 篇8
首先简单介绍了光子晶体光纤放大器和激光器与传统光纤放大器和激光器相比的优势,以及双包层光子晶体光纤的基本结构特性。详细比较了双包层光子晶体光纤相对于聚合物双包层光纤的优点和缺点。然后说明了双包层光子晶体光纤的应用所长。最后总结出两种光纤特性的对比。
1简介
近年来,由于光子晶体光纤能提供高而稳定的输出功率,而且光束质量很好,光子晶体光纤已经引起了众多科研人员的兴趣。尽管传统的CO2和Nd-YAG等激光器也已经可以提供高的输出功率,光纤激光器却有其额外的优势,比如光束质量非常高、可靠性好、维护成本低等。虽然基于普通掺杂单模光纤的光纤激光器可以产生衍射极限输出,但是它对达到衍射极限光束质量的泵浦光源有所限制,因此通常这些泵浦光源的功率都很低。另一方面,多模光纤的使用通常会导致光束质量的下降。这个问题随着双包层光纤的发明已经得到解决。双包层光纤允许向光纤的内包层泵浦。激光在单模或多模纤芯中传播,纤芯外围是内包层,泵浦光在内包层中传播。光子晶体光纤技术为泵浦包层提供了非常高的数值孔径。只有纤芯(有时也可以是围绕纤芯的一个环)用稀土掺杂。泵浦光被折射率更低的外包层限制在内包层中。当泵浦光传播至单模纤芯中时,就能被激光活性离子吸收。内包层的面积比纤芯大得多,通常是纤芯面积的100～1 000倍,并且内包层的数值孔径也比芯层高得多。因此,双包层光子晶体光纤能支持很多种传播模式,而且尽管高功率激光二极管的输出光束质量不高,双包层光子晶体光纤也可以高效地接受它的输出光束。在光纤脉冲放大器和激光器中,当保持高峰值功率时,需要功率很高的泵浦二极管来增加脉冲频率。包层泵浦技术利用光能消耗低的多模激光二极管作为光纤激光器的泵浦源,以此来减少系统能量消耗。目前,聚合物类型的双包层光纤(DCF)用折射率低的聚合物作为泵浦光波导的包层,这种方式被大多数包层泵浦光纤激光器所采用。
另一方面,近年来双包层光子晶体光纤(PC-DCF)由于它们有趣的特性越来越引起人们的注意。PC-DCF结构的一个最大特点就是泵浦光波导被空气孔包围。下面,介绍PC-DCF相比于聚合物DCF的优点和缺点,并总结在脉冲放大器中的有效应用和使用。
2双包层光子晶体光纤的优点
图1所示是用扫描电子显微镜观察到的双包层光子晶体光纤的横截面图。这个横截面的图示说明如图2所示。采用扫描电子显微镜观察时聚合物涂覆层已被去除,所以在图1中观察不到涂覆层。图2中描述的是横截面的折射率分布。光纤中央有稀土掺杂的纤芯,这个纤芯被纯二氧化硅制成的泵浦波导围住,泵浦波导被空气孔层围住。支撑层和聚合物涂覆层是为了增加光纤的机械强度和保护光纤不受外部环境的侵害,是必不可少的。泵浦波导的包层中空气孔使它的折射率非常低,从而使得泵浦波导的数值孔径(NA)很高。优良的NA是PC-DCF最有吸引力的优点。
另外,PCF能在一个很宽的波长范围内很好地控制色散。比起传统的PCF,PC-DCF的有效面积可以更灵活的设计。因此从理论上来说PC-DCF可以在超宽带波长范围内实现色散补偿。
3双包层光子晶体光纤的缺点
虽然DC-PCF有不寻常的NA特性,但是因为难于处理,它仍然没有应用于大量生产。例如,通常采用利用V槽进行侧面泵浦或多模耦合来构造聚合物DCF放大器。运用这些方法时,空气孔层阻碍了外来的泵浦光进行耦合,这对侧面泵浦来说是个障碍。这个空气孔层能通过用氢氟酸腐蚀来去除,但是这也削弱了光纤强度。将DC-PCF应用到实际生产中还必须进行深入研究。
此外,将DC-PCF与锥形多模光纤连接到一起的同时产生很低的插入损耗是很困难的,从图3所示。空气包层模式将多模光束限制在锥形区域。空气孔被连接区域周围的热熔接压塌,大量泵浦光通过坍塌区域逃脱到支撑层。消除这些坍塌可以解决这个问题,但是连接两端光纤时,有些坍塌是必要的。
由于以上这些原因,需要侧面泵浦和利用锥形多模光纤连接的PC-DCF不适合构建放大器。传统的透镜耦合方法被考虑作为可行的解决办法。然而,用这种方法处理高功率需要仔细留心,高光功率产生的热量能轻易地移动透镜和滤波片。
4双包层光子晶体光纤的应用
前面已经提到高的NA是PC-DCF最有吸引力的特性。高的NA能减少泵浦波导的横截面积,因为使用高放大率透镜时,泵浦光能被汇聚到泵浦波导并且产生一个非常小的焦点直径。高峰值功率脉冲放大器的光纤长度应该尽可能短,以便减少光纤中的非线性效应。由于光纤长度较短,提高泵浦光吸收效率就很有必要。泵浦光吸收率由纤芯与泵浦波导的面积比率和纤芯中稀土掺杂总量决定。可以说泵浦波导横截面积小的PC-DCF的光纤长度短于相同情况下聚合物类型的光纤长度。因此,用一段长度较短的PC-DCF获得足够的光纤增益是可能的。PC-DCF不仅适用于高峰值功率脉冲放大,而且适用于高平均功率连续波放大。包层泵浦光子晶体光纤放大器的发展才刚刚开始。在不久的将来还会出现很多有意义的成果。双包层光子晶体光纤与聚合物双包层光纤相比较的优点和缺点如表1所示。
5结语
根据以上分析,光子晶体光纤的高数值孔径对于增加泵浦光在短长度内的吸收率非常有效,同时,光子晶体光纤的大数值孔径对于降低高功率放大器中有害的非线性光学效应也十分有利。
参考文献
[1]关铁梁.光子晶体光纤[J].激光与光电子学进展,2002,39(10):36-39.
[2]BIRKS T,KNIGHT J,RUSSELL P.Endlessly singlemode photonic crystal fiber[J].Opt.Lett.,1997,22(13):961-963.
[3]FERRANDO A,SILVESTRE E,ANDRES P.Designingthe properties of dispersion-flattened photonic crystal fibers[J].Opt.Express,2001,9(13):687-697.
[4]张炜,李乙钢,闫培光,等.大模面积双包层掺Yb3+光子晶体光纤激光器[J].电子.激光,2005,16(4):418-420.
[5]HUTTUNEN A,TORMA T.Optimization of dual-coreand microstructure fiber geometries for dispersion compen-sation and large mode area[J].Opt.Express,2005,13(13):627-635.
[6]徐之光,戴武涛,樊亚仙.可调谐的调Q掺Yb3+双包层光纤激光器[J].光子学报,2003,32(6):520-522.
[7]MATSUI T,ZHOU J,NAKAJIMA K,et al.Dispersionflattened photonic crystal fiber with large effective area andlow confinement loss[J].J.Lightw.Technol.,2005,23(12):4178-4183.
[8]MARCUSE D.Loss analysis of single-mode fiber splices[J].Bell Syst.Tech.J.,1977,56(5):703-718.
[9]LIMPERT J,ROSER F,SCHREIBER T,et al.High-power ultrafast laser systems[J].IEEE J.Sel.Top.Quant.Elect.,2006,12(2):233-244.
[10]黄晶,吕新杰,李峰,等.1 053nm掺Yb3+双包层光纤放大器脉冲放大特性研究[J].中国激光,2005,32(8):1022-1026.
光子晶体光纤的特性与研究现状 篇9
光子晶体光纤(PCF)的概念由J.Russell等人于1992年提出,其结构是由石英棒或石英毛细管排列拉制后在中心形成缺陷孔或实心。1996年Knight等人首次制造出了具有周期性结构包层的PCF,1998年Knight等人又研制出包层具有蜂窝型空气孔排列结构的光子带隙光纤。PCF有两种类型:一种是具有石英-空气基质包层的实芯石英光纤,它由纯石英纤芯和具有石英-空气基质的包层材料组成;另一种是具有石英-空气光子晶体包层的空芯石英光纤。PCF与常规光纤相比具有许多奇异的特性,有效地扩展和增加了光纤的应用领域[1]。PCF经专门设计可具有大模面积且保持无限单模的特性,有效地克服常规光纤的设计缺陷,以这种具有新颖波导结构和特性的光纤作为有源掺杂的载体,并把双包层概念引入到光子晶体光纤中,可以研制光子晶体光纤激光器。本文阐述了PCF的一些独特光学性质,总结了光子晶体光纤的研究成果。
2 光子晶体光纤的导光原理
根据纤芯引入缺陷态的不同,PCF导光机理可以分为两类:全内反射型和光子带隙型。
2.1 全内反射型PCF导光原理
周期性缺陷的纤芯折射率(石英玻璃)大于周期性包层折射率(空气),从而使光能够在纤芯中传播,这种结构的PCF导光机理依然是全内反射,但与常规G.652光纤有所不同,由于包层包含空气,所以这种机理称为改进的全内反射,这是因为空芯PCF中的小孔尺寸比传导光的波长还小的缘故。
2.2 光子带隙型PCF导光机理
理论上求解光波在光子晶体中的本征方程即可导出实芯和空芯PCF的传导条件,即光子带隙导光理论。在空芯PCF中形成周期性的缺陷是空气,空气芯折射率比包层石英玻璃低,但仍能保证光不折射出去,这是因为包层中的小孔点阵构成光子晶体。当小孔间距和小孔直径满足一定条件时,其光子能隙范围内就能阻止相应光传播,光被限制在中心空芯之内传输。这种PCF可传输99%以上的光能,而空间光衰减极低,光纤衰减只有标准光纤的1/2~1/4。
3 光子晶体光纤的分类
3.1 空心光子晶体光纤
空心光子晶体光纤中的光是在由周期性排列的硅材料围成的空心中传输。因为只有很少一部分光在硅材料中传输,所以相对于常规光纤来说,材料的非线性效应明显降低,损耗也大为减少。空心光子晶体光纤有可能成为下一代超低损耗传输光纤,空心光子晶体光纤将广泛应用于光传输,脉冲整形和压缩,传感光学和非线性光学中。
3.2 高非线性光子晶体光纤
高非线性光子晶体光纤中的光是在由周期性排列的硅材料空气孔围成的实心硅纤芯中传输。通过选择相应的纤芯直径,零色散波长可以选定在可见光和近红外波长范围(670nm~880nm),可用于频率度量学、光谱学或光学相干摄影学中产生超连续光。
3.3 宽带单模光子晶体光纤
常规单模光纤实际上是波长比二次模截止波长小的多模光纤,而宽带单模光子晶体光纤是真正意义上的单模光纤,这种特性是由于其包层由周期性排列的多孔结构构成,主要用于短波长光传输,传感器和干涉仪。
3.4 保偏光子晶体光纤
传统保偏光纤双折射现象由纤芯附近合成材料热扩张差异差形成。保偏光子晶体光纤是由非周期结构纤芯中空气和玻璃的大折射率差而形成双折射现象,从而得到更小的拍长,减小偏振态和保偏消光比之间的耦合曲率,主要用于光传感器、光纤陀螺和干涉仪。
3.5 超连续光谱发生器的光子晶体光纤
超连续光子晶体光纤是特别设计用来把一种新的Q变换Nb3+微芯片激光器变成一种结构紧密,低成本,谱宽覆盖550nm~1600nm范围,平坦度好于5dB的超亮光超连续光源。由于有较好的色散系数,20m长的这种光纤就可以实现与脉宽为1ns,重复率为6k,平均功率为几十毫瓦的脉冲激光器具有几乎相同的变换效率。超连续光源主要应用于光子学设备的测试、低相干白光干涉计、光相干摄像和光谱学中。
3.6 大数值孔径多模光子晶体光纤
大数值孔径多模光子晶体光纤中的光是在由同心环的硅材料空气孔围成的实心硅纤芯中传输。由于实心纤芯和包层的大折射率差,使得该光纤数值孔径比全硅多模光纤大得多。大数值孔径增加了从白炽灯或弧光灯热光源和从低亮度半导体激光器获取光的能力。这种光纤在633nm处数值孔径可达0.6,主要应用于白炽灯或弧光灯光的传输、低亮度泵浦激光的传输以及光传感器中。
4 PCF的特性
4.1 无截止单模
普通单模光纤随纤芯尺寸的增加会变成多模光纤。对于PCF只要其空气孔径与孔间距之比小于0.2,可在从蓝光到2μm的光波下单模传输,不存在截止波长。这就是无截止单模传输特性,且这种特性与光纤绝对尺寸无关,因此通过改变空气孔间距可调节模场面积,在1550nm可达1~800μm2,已制成了680μm2的大模场PCF,大约为常规光纤的10倍。小模场有利于非线性产生,大模场可防止发生非线性,这对于提高或降低光学非线性有极重要的意义。这种光纤具有很多潜在应用,如激光器和放大器(利用高非线性光纤),低非线性通信用光纤,高光功率传输等。
4.2 不同的色度色散
真空中材料色散为零,空气中的材料色散也非常小,空气芯PCF的色散非常特殊。由于光纤设计很灵活,只要改变孔径与孔间距之比,即可达到很大的波导色散,还可使光纤总色度色散达到所希望的分布状态,如零色散波长可移到短波长,从而在1300nm实现光弧子传输。
4.3 极好的非线性效应
G.652光纤中出现的非线性效应是由于光纤单位面积上传输的光强过大造成严重损伤系统传输质量的一个现象。而在光子带隙导光PCF中,可以通过增加PCF纤芯空气孔直径(即PCF的有效面积)来降低单位有效面积上的光强,从而达到大大减少非线性效应的目的[2],这个特性为制造大有效面积PCF奠定了技术基础。另外减小光纤模场面积,可增强非线性效应,从而使光子晶体光纤同时具有强非线性和快速响应特性。常规光纤有效截面积在50-100μm量级,而光子晶体光纤可以做到1μm量级,所以各种典型非线性光纤器件如科尔光闸、非线性环形镜等就可以做成比普通光纤短100倍。通过改变孔间距可以调节有效模场面积,调节范围在1.5μm波长处约为1-800μm。在孔中可以装载气体,也可以装载低折射率液体,从而使PCF具有可控制的非线性。
4.4 优良的双折射效应
保偏光纤中,双折射效应越强,波长越短,保持传输光偏振态越好。在PCF中,只需要破坏PCF剖面圆对称性,使其构成二维结构就可以形成很强的双折射。通过减少空气孔数目或者改变空气孔直径的方式,可以制成比常用熊猫保偏光纤高几个数量级的高双折射率PCF保偏光纤[3]。
4.5 较高的入射功率
光子晶体光纤的全波长单模特性与光纤绝对尺寸无关,放大或缩小光纤照样可以保持单模传输,这表明可以根据需要来设计纤芯面积。英国Bath大学研究人员已经制作了工作在458nm,纤芯直径是23μm的单模光子晶体光纤。其纤芯面积大约是传统光纤纤芯面积10倍左右,用于高功率传输时,不会出现非线性效应。
4.6 易于实现多芯传输
多芯传输有以下两个优点:一是提高了信道通信的容量,二是解决了单芯难以胜任的复杂通信网络、矢量弯曲传感、光纤耦合等问题。光子晶体光纤使得多芯的结构能被精确定位且具有良好的轴向均匀性,无须附加其他工艺。
5 光子晶体光纤的研究成果
1996年,英国南安普顿大学光电研究中心和丹麦技术大学电磁系首先报道了成功制备出PCF。莫斯科大学A.M.Zheltikov 等人也进行了包层具有周期分布空气导孔的多孔光纤的研制。研究发现,改变多孔光纤包层的几何结构,可有效地增强光纤中非线性效应。这种方法可应用于脉冲压缩、光孤子的形成和受激拉曼散射的增强。
2001年,英国Bath大学Wadsworth等人实现了双包层光子晶体光纤结构。双包层光子晶体光纤掺杂离子为Yb3+离子,纤芯直径15.2μm,数值孔径0.11,内包层直径150μm,数值孔径0.8,利用20W光纤耦合二极管阵列泵浦该光纤,光纤长度为17m,获得了3.9W功率输出,斜效率21%。实验中发现,双包层光子晶体光纤存在随机散射中心,说明纤芯中存在着缺陷,有待进一步完善光子晶体光纤的结构。
2002年,日本Norihiko等人以锁模掺Er3+光纤激光器为泵浦源,结合周期极化LiNbO3,泵浦长60cm的高非线性PCF,得到波长调谐范围为0.78-0.90μm的孤子脉冲,脉宽为55fs,所用PCF芯径为1.7μm,零色散波长大约在0.69μm处。
2003年1月,Wadsworth等人报导了利用大模面积空气包层PCF研制的高功率PCF激光器,为双程后向线性腔结构,最大输出功率3.9W,斜率效率30%,实现单横模运转。所采用的PCF纤芯直径为15μm,内包层数值孔径大于0.8。为了使包层中的泵浦光最大限度的耦合到纤芯中,提高纤芯对泵浦光的吸收,PCF的掺杂纤芯采用了偏芯设计。
2004年,Blaze曾发布了一款新型PCF,该光纤是针对Nd33+微芯片激光器特别优化设计的,可产生超连续光谱,这种光谱可在单模光纤中产生一个宽带输出,光谱亮度超过太阳10000倍。Blaze表示利用微芯片激光器和PCF可获得高性能光源,将会取代超高亮度LED等传统的宽带光源。清华大学研究人员理论上计算了PCF的色散值,所选择PCF结构参数为:空气孔间距为0.8μm,空气孔直径与空气孔间距之比是0.835。研究结果表明:PCF的色散补偿作用在高速率、大容量、远距离的WDM系统中具有极大的应用价值。
2005年,英国Bath大学A.Ortigosa和Blanch等人用200fs的泵浦脉冲在PCF中产生了超连续谱,日本电报电话公司T.Yamamoto等人用波长1562nm、脉宽2.2ps、重复频率40GHz的光脉冲注入到200m长的色散平坦保偏PCF中,在1550nm区域产生了超过40nm的均匀超连续谱,而美国Rochester大学Z.M.Zhu等人利用丹麦Crystal Fiber A公司低双折射、高非线性PCF获得600~1000nm的超连续谱[4]。
参考文献
[1]皱丽娜,等.光子晶体的研究新进展及应用.半导体光电,2006,27(3):231-235.
[2]闫培光,等.纳秒激光通过光子晶体光纤的光谱特性.光子学报,2003,32(7):896-899.
[3]阮双琛,杨冰,朱春艳,等.13.4W光子晶体光纤激光器的研究.光子学报,2004,33(1):89-92.
