可调光子晶体范文

可调光子晶体范文（精选7篇）

可调光子晶体 第1篇

光子晶体是由高低折射率材料在空间上作周期交替排列而得到的人工微结构,在其内部存在光子带隙,某些频率的光子在带隙中是禁止传播的,这是光子晶体特性之一。另外在光子晶体中引入缺陷,缺陷可以局域某些频率的光子,这就是光子局域。由于光子晶体具有光子带隙和光子局域以至能调节光子的运动状态的特点,使它在研究和未来的应用方面颇受青睐,现在人们对光子晶体的理论研究已经相当成熟,尤其是对一维光子晶体的研究,大部分是参照电子在半导体材料中的运动来解决光子在光子晶体中的传播的问题,因为光子和电子有类似的传播方程和性质。Ozaki[1]等在一维光子晶体中引入N液晶作为缺陷,通过外加电场改变液晶分子的取向导致其折射率改变,实现了光子晶体的调谐滤波作用,但对于N液晶分子取向的改变对光子晶体能带结构的影响没有进行具体的研究;Chen-Yang Liu[2,3]等在二维液晶中用向列相液晶做缺陷层制备出了可调谐的起偏器,在其研究过程中,液晶的分子指向矢的旋转角随外界电压的改变而改变,从而影响二维光子晶体的能带结构。本文在一维光子晶体中引入液晶缺陷,制备成可调一维光子晶体,研究其带隙的特性。

1 铁电液晶光电特性

铁电液晶具有层状结构,每个层上液晶分子与层面法线成θ角,且沿法线方向前进,分子指向矢在以2 θ为顶角的圆锥上旋转,形成螺旋结构[4,5,6]。垂直于分子长轴的永久偶极子也沿螺旋轴旋转,一个周期内各层的极化矢量相互抵消,在宏观上看液晶的自发极化为零。如果施加一个电场,则所有各层的极化适量的方向倾向与外电场一致,表现出宏观自发极化,也就是铁电液晶的折射率和介电常数等沿平行和垂直分子长轴方向具有各向异性,呈现出光学双折射现象,作用在液晶上的电场变化时,液晶分子取向易随之改变,导致液晶的光学双折射和透射率也容易随之改变[7,8]。

建立如图1所示坐标系,即z轴沿螺旋轴方向,高低折射率介质法方向为y轴,外加电场$\stackrel{}{E}$在近晶层平面内并沿y轴方向,液晶的自发极化$\stackrel{}{{\rm P}}$位于x-y平面内。当未加外电场时,液晶的总自发极化强度为零。在外加电场作用时,由于$\stackrel{}{{\rm P}}$倾向于电场方向排列,液晶的总自极化强度不为零。从图可得到液晶的指向矢$\stackrel{}{n}$和自发极化$\stackrel{}{{\rm P}}$为:

$\begin{array}{l}\stackrel{}{n}=(\sin \theta \cos \phi ,\sin \theta \sin \phi ,\cos \theta )(1)\\ \stackrel{}{{\rm P}}=(-{\rm P}\sin \phi ,{\rm P}\cos \phi ,0)(2)\end{array}$

其中P是极化强度的大小,指向矢的方位角φ仅是z的函数。

设入射光为线偏振光,偏振方向沿液晶螺旋轴线(z轴)方向,则光在液晶中产生的双折射为:

$\begin{array}{l}\Delta n=n(\theta )-n{}_{\text{o}}=\\ \frac{n{}_{\text{e}}n{}_{\text{o}}}{\sqrt{n{}_{\text{e}}{}^2\sin {}^2\theta +n{}_{\text{o}}^2\cos {}^2\theta }}-n{}_{\text{o}}(3)\end{array}$

其中ne和no为液晶的非常光和寻常光折射率。

在小于临界电场的外电场作用下,铁电液晶的分子取向仍具有螺旋结构,可采用类似向列相液晶的方法来处理,将液晶分成许多层,则厚度为d的液晶层的传输矩阵[3]为:

$\begin{array}{l}J=\left[\begin{array}{cc}\cos \Psi {}_d& -\sin \Psi {}_d\\ \sin \Psi {}_d& \cos \Psi {}_d\end{array}\right]\\ \left[\begin{array}{cc}\text{c}\text{o}\text{s}A-i(2A){}^{-1}B\text{s}\text{i}\text{n}A& A{}^{-1}\Psi {}_d\text{s}\text{i}\text{n}A\\ -A{}^{-1}\Psi {}_d\text{s}\text{i}\text{n}A& \text{c}\text{o}\text{s}A+i(2A){}^{-1}B\text{s}\text{i}\text{n}A\end{array}\right](4)\end{array}$

式中,Ψd是液晶层总旋转角,$A=\sqrt{\Psi {}_d{}^2+(B/2){}^2},B=2\text{π}d\text{Δ}n/\lambda ,\lambda$是入射光波长。

2 带缺陷的一维光子晶体结构

设计的带液晶缺陷的光子晶体的结构是在光子晶体的中间抽掉材料1,这样就形成两个材料2的相向,再在两材料2的表面镀有导电薄膜E,加上间隔层形成液晶盒。在两个导电薄膜E上加上电压,将铁电液晶材料通过真空毛细管作用吸入腔内,它使整个光子晶体结构中的材料a层被铁电液晶(和导电薄膜)取代,铁电液晶作为一维光子晶体的缺陷层。液晶层两侧高低折射率介质1、2的折射率和厚度分别为n1、n2和d1、d2,它们满足关系n1d1=n2d2=λ0/4,λ0=1.55 μm为中心辐射波长,如图2所示。

光在带有液晶缺陷的光子晶体中传播的总传输矩阵等于液晶层的传输矩阵与其两侧介质的传输矩阵的乘积:

$\begin{array}{l}{\rm M}={\rm M}{}_{1}J{\rm M}{}_2=\\ (m{}_{1}m{}_2){}^{{\rm N}}J(m{}_{2}m{}_1){}^{{\rm N}}=\left[\begin{array}{cc}{\rm M}{}_{11}& {\rm M}{}_{12}\\ {\rm M}{}_{21}& {\rm M}{}_{22}\end{array}\right](5)\end{array}$

对于在周期介质中传播的,由布洛赫定理可得[9]:

$kD=\cos {}^{-1}\left[\frac{1}{2}({\rm M}{}_{11}+{\rm M}{}_{22})\right](6)$

式中k为布洛赫波数,D为上面设计的光子晶体的几何周期。

对已制备的光子晶体,其能带结构是固定的,但当缺陷的特性发生改变时,就会影响光子晶体的能带分布结构[10,11]。

3 数值模拟与讨论

考虑低频电场作用的情形E(t)=Eexp(iωt)。在低频下铁电液晶分子的运动完全能跟得上电场的变化,当电场较弱时,虽然液晶的螺距增大,但其分子的排列特点并没有改变,仍为螺旋结构,每个分子都位于倾斜角为θ(E)的锥形表面上,令:

$\phi =qz+C\text{e}\text{x}\text{p}(i\omega t)\sin (qz)(7)$

式中φ是液晶分子指向失的旋转角,q是在外加电场作用时铁电液晶的扭曲波数,对应的螺距为h=2π/q。用Matlab语言进行数值计算,得到φ与电压V的关系,这与Chen-Yang Liu[2,3]的结果很符合,见图3。

电压可以改变液晶分子指向矢的旋转角,所以在一维光子晶体中引入液晶作为缺陷层。通过改变外界电压可以影响光子晶体的能带结构,对(6)进行数值计算,使用的参数和参考文献[7]中的一样。首先我们可以计算出一维光子晶体的能带结构,见图4。然后在光子晶体中引入液晶缺陷,在液晶缺陷两边加上不同的电压,研究液晶缺陷对光子晶体的能带结构的影响,见图5。

对图4、图5进行比较,我们可得出,外界电压对一维光子晶体的能带结构有着明显的影响:

(1) 当在一维光子晶体中引入液晶缺陷时就产生了缺陷模,即图5(a)所示;但这个缺陷模式强度很小,原因是因为液晶分子的指向失是无序分布的,其旋转角度几乎可以看成是0°。

(2) 随着电压的增大,缺陷对光子晶体的能带结构的影响就比较明显,当电压为1 V时光子晶体的缺陷模强度明显变大,因为液晶分子在外界电压的作用下已经是有序的,其分子开旋转,即图5(b);当电压为2.5 V时原来缺陷模的强度变得更大,此时引人注意的是在原来缺陷模的左侧又出现了一个新的缺陷模式,这个新的缺陷模的强度比较小,原因是液晶分子旋转角度随着电压的增大而增大,即图5(c);当电压继续增大时,这个新的缺陷模式向右侧移动,即图5(d);当电压增大到一定时,在原来缺陷模的两侧都产生了缺陷模式,原因是液晶分子在外界比较大的电压下,更活跃,分子旋转角度更大,即图5(e)。

4 结 论

在有限周期的一维光子晶体中引入铁电液晶作为缺陷层,在液晶层两侧加上外电场,制备成可调谐的一维光子晶体,当调节外电场的电压大小,铁电液晶分子取向也会跟着变化,进而影响一维光子晶体的能带结构。结果显示铁电液晶在外界电压的作用下对一维光子晶体的能带结构有着明显的影响,这种带缺陷的一维光子晶体通过调节外加电场来改变能带结构的方法与可调谐的光子晶体滤波器的原理是一样的[12],可以为研制高密度光通信用窄带多信道可调谐滤波器和光开关等提供直接的理论和实验基础。

参考文献

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带隙可调光子晶体的研究进展 第2篇

光子晶体(Photonic crystals)材料又称为光子带隙(Photonic band gap,PBG)材料,指介电常数(折射率)周期性变化的材料。这个概念最早是由美国科学家Yablonovitch[1]和John[2]提出的。由于光子晶体具有光子带隙和光子局域[3,4]两大优越特点,因此,其在发光二极管、多功能传感器、光通讯、光开关、光子晶体激光器等现代高新技术领域[5,6,7,8,9]有着广泛应用。1998年Figotion等[10]基于光子带隙对空间周期性介电函数的依赖关系,提出了可调制光子晶体的概念,指出,如果光子带隙的位置和宽度能随着外部环境的变化而改变,则这种光子晶体被称为可调制光子晶体。目前制备的光子晶体绝大多数都是不可调的,光子禁带的位置、形状是确定不变的,而可调制光子晶体的光子带隙是可以调控的。因此,可调制光子晶体可以扩展光子晶体的应用领域,成为光子晶体研究领域的新方向和热点。

光子带隙的宽度和位置主要由电介质的折射率(或介电常数)和光子晶体的晶格参数决定,在外部环境的激励下,如施加电场、磁场、压力或改变温度等,改变其中任何一个参数都可以实现对光子禁带的调制。因此,光子晶体带隙的调制主要有两条途径:改变折射率和改变晶体的结构参数。根据不同光子晶体材料对外部环境的敏感性,光子晶体的调制方法可以分为电场调制、磁场调制、压力调制、光照调制和温度调制等。

1 光子晶体带隙调节的机制

1.1 光子带隙的概念

光子带隙是光子晶体最根本的特征,落在带隙中的光被禁止传播(如图1所示)。1905年爱因斯坦提出自发辐射的概念,光子晶体出现以前,人们一直认为自发辐射是一个随机的自然现象,不能控制;光子晶体出现以后,人们的观点发生了改变,因为自发辐射的几率与光子态的数目成正比,而光子带隙中光子态的密度数目为零,因此,频率落在光子带隙中的自发辐射被完全抑制。同样,光子晶体也可以增强自发辐射,只要增加该频率光子态的数目便可实现,如在光子晶体中加入杂质[11]。

光子带隙分为完全光子带隙和不完全光子带隙[12]。完全光子带隙是指光在整个空间的所有传播方向上都被严格地禁止传播,并且每个方向上的能隙相互重叠;不完全带隙是指相应于空间各个方向上的能隙并不完全重叠,或只在特定的方向上有能隙。

1.2 光子带隙的调节机制

影响光子带隙的因素有光子晶体的结构和两种介质材料的介电常数比(或折射率比),因此,对光子晶体的带隙进行调节,制备可调制光子晶体就要从这两方面考虑:一是改变折射率进行调制,二是改变晶体自身结构进行调制。

折射率调制是向制备好的光子晶体模板的空隙中填充液晶材料、半导体材料、光电材料、染料等高折射率材料,或者直接与这些材料制备成复合材料,然后再制备光子晶体,这些材料在外部环境的激励下折射率发生变化,使光子晶体的相对折射率发生变化,从而达到对光子带隙调节的目的。

晶体自身结构参数调制是指在某些外部环境的作用下晶体的结构参数会发生变化(收缩、膨胀、变形等),使光子晶体的相对折射率发生变化,从而达到对光子带隙的调节。如在受热的条件下晶体会发生收缩,粒径变小;对于聚合物光子晶体,当对其施加压力时,聚合物微球会发生变形,使微球的形状发生变化;对于不可压缩的微球,施加压力或电场作用,晶体结构的对称性会发生变化。因此,制备可调制光子晶体时要考虑这两种机制,实现对光子带隙的调节。

2 调节光子晶体带隙的方法

2.1 电场调制

电场调制的光子晶体主要是在光子晶体的空隙中填充液晶和光电材料,这些材料在电场的作用下折射率会发生很大变化。某些液晶材料在外加电场的作用下,液晶分子会向长轴方向发生取向,引起折射率的变化,液晶具有非常大的光学各向异性,在红外波段双折射引起的折射率的差能达到Δn=0.2。

钱祥忠[13]在一维光子晶体中引入向列相液晶作为缺陷层,用电场改变液晶分子的取向,形成光子晶体可调谐滤波器。结果表明,改变电压很容易改变光子晶体滤波器透射峰的位置、强度、个数和带宽。当电压为4～12V时,光子晶体滤波器的透射峰位置和带宽分别在1.531～1.542μm和0.7～1.2nm波长范围内变化,并出现多个透射峰。电压为4V和12V时光子晶体可调谐滤波器的透射谱如图2所示。Chen-Yang Liu等[14]向三维光子晶体中填充向列型液晶,在电场的作用下液晶的各向异性发生变化,引起折射率的变化,达到了光子带隙调节的目的,并且这种变化是可逆的。

2.2 磁场调制

Shengli Pu等[15]将MnFe2O4磁性纳米溶液填充在二维柱状光子晶体中(如图3所示),制备磁性可调制光子晶体,利用平面波展开法计算在不同的磁场作用下光子晶体的带隙结构,分别对TE波和TM波进行分析,结果发现,在任何强度范围的磁场作用下TE波都存在光子带隙,而TM波只在比较低的磁场强度下才出现光子带隙。另外,随着磁场强度的增加,两种波中心带隙的强度都会降低,且带隙的宽度也存在磁场依赖性。

Xu等[16]16]利用乳液聚合的方法形成内部包有氧化铁纳米粒子的高带电、单色散的超顺磁聚苯乙烯微粒,观察磁场对这些单色散的超顺磁胶体球自组装形成的光子晶体结构的影响,发现磁场引起晶格常数变化,导致衍射峰移动。衍射峰在可见光范围内移动,可以观察到材料颜色的变化,对180°方向散射,观察到衍射峰从560nm蓝移到428nm。

J. Sabataityte等[17]17]直接向二氧化硅蛋白石模板中填充卟啉铁水溶液,然后干燥制备磁性可调光子晶体。这种调制方法是向光子晶体的模板中填充磁性材料,或者制备磁性复合材料来制备光子晶体,这些磁性材料对磁场非常敏感,从而达到磁场调制光子带隙的目的。

2.3 压力调制

采用压力调节光子晶体带隙时,构成光子晶体的材料一般要有一定的柔性,大部分是聚合物材料,也有部分是无机材料。在压力作用下晶体的对称性发生变化,同时伴随着折射率的变化,从而达到压力对光子带隙调节的目的。

Khokhar等[18]18]对制备的聚苯乙烯光子晶体施加压力,结果发现,光子晶体带隙中心的波长发生蓝移,当施加41.3MPa的压强时,聚苯乙烯光子晶体的反射峰从574nm移动到478nm,从而实现了压力调节光子晶体带隙的目的。不同压强作用下光子晶体的反射光谱如图4所示。

Jian Li等[19]将聚酯弹性体溶解在二氯甲烷溶剂中,然后填充到制备好的二氧化硅蛋白石光子晶体的空隙,用氢氟酸去除二氧化硅模板得到反蛋白石结构弹性光子晶体。未施加压力时光子带隙中心的波长位于1101nm;当单轴施加ε=0.04、0.13的压力时,光子带隙分别蓝移到1091nm、1086nm;当施行双向拉力εx=0.17、εy=0.14的压力时,光子带隙蓝移至1046nm。在外加压力的作用下,其带隙可以发生80nm甚至更大的蓝移,但是如果施加的压力太大就会破坏光子晶体的有序结构,导致带隙的宽度增大,因此,不能施加过大的压力。由于聚酯材料的高弹性,当撤销施加的压力时,光子晶体的带隙可以恢复到1098nm,与未加压力前只相差2nm,因此,可以认为这种调制是可逆调制。不同压力下光子晶体的透射光谱如图5所示。

2.4 光照调制

光照调制主要是通过折射率调制来实现的,通常是将光致变色材料或是有机染料填充到光子晶体的空隙中,在光照条件下,这些材料会发生异构转变,同时伴随折射率的变化,从而达到调节光子带隙的目的,这种调制通常为可逆调制。

陈宝东等[20]研究了弱红外光照射诱导掺铟铁铌酸锂晶体折射率的变化,掺铟铁铌酸锂(In∶Fe∶LiNbO3)晶体在红外弱光照射下,正常折射率变化量Δn可以达到10-4数量级,证明光致折射率变化的机制主要是由光伏特效应引起的,并观察到在正常偏振光辐照下红外弱光与可见光引起晶体的正常折射率变化分布明显不同。

Seiji Kurihara等[21]向二氧化硅光子晶体的空隙中填充偶氮苯液晶聚合物,制备可见光紫外光可调制光子晶体,在紫外光和可见光的照射下偶氮苯会发生顺反异构转变(如图6所示)。

这种顺反异构的变化会引起偶氮苯液晶聚合物的折射率发生变化,导致在不同光照作用下光子晶体的带隙位置发生变化,并且这种变化属于可逆变化。孙宇等[22]将光致变色染料螺啞嗪填充到二氧化硅反蛋白石光子晶体的空隙中,制备了带隙可调光子晶体,其调节机制与图6类似。S.L. Kuai等[23]利用WO3在光照射下介电常数可以大范围连续改变的性质,以聚苯乙烯光子晶体为模板制备了反蛋白石结构的光子晶体,可以更加有效地调控光路。

2.5 温度调制

采用温度对光子带隙进行调节是一种最常用的方法,对温度敏感的材料很多,既可以将温敏材料填充到制备好的蛋白石或反蛋白石光子晶体中,制备复合结构的温度可调制光子晶体;也可以直接用温敏材料制备光子晶体。温敏水凝胶就是一种很好的制备温度可调带隙结构光子晶体的材料。

郑达等[24]利用温敏水凝胶对水的控释作用制备了温度敏感的可调制胶体晶体。室温下利用提拉法在温敏水凝胶聚N-异丙基丙烯酰胺(PNIPAAm)表面制备湿润型聚苯乙烯胶体晶体膜,当温度在25℃时,反射峰出现在623nm,在25～33.5℃范围内,反射峰的变化很小;当温度上升到34℃时,胶体的反射峰开始发生明显红移;固定温度,反射峰随时间的延长继续红移,5min后反射峰移动到661nm(如图7所示);当温度下降到34℃以下时,反射峰会重新蓝移到原来的位置,属于可逆调制。

Jian Li等[25]向二氧化硅光子晶体的空隙中填充一种液体(如水、二苯醚、二甲苯、叔丁醇等),利用这些液体在一定温度下固液相相互转变,引起折射率的变化,制备温度可调光子晶体。这些物质的固液相转变是可逆变化,因此,制备的可调制光自晶体也是可逆调制。这种方法为制备带隙可调光子晶体提供了一条新的思路。

S.M.Weiss等[26]利用液晶对温度的灵敏性,将液晶填充到二氧化硅光子晶体的空隙中制备了温度可调带隙结构光子晶体。最近,Y.F. Zhang等[27]在光子晶体光纤中填充高折射率的温敏材料,制备了一种新型的温度传感器,发现当温度从24℃升高到64℃时,光纤带隙处的波长蓝移了120.54nm,温度的灵敏度达到3.01nm/℃。

2.6 其他调制

研究者利用一些物质对特定气体和溶剂的灵敏性制备了溶剂可调、气体可调光子晶体,还制备了对湿度和pH敏感的可调制光子晶体。

Gyoujin Cho等[28]以表面改性二氧化硅为核材料,制备了二氧化硅-聚吡咯核壳结构光子晶体,发现当将其暴露在发烟硫酸中后,其光子带隙位置改变了15nm,但这种变化是不可逆的,在一定程度上限制了它的应用。Scott R等[29]利用SiO2模板技术制备的SnO2反蛋白石结构中,微球与微球之间“颈”的大小与其对CO气体的响应性之间存在函数关系,因而可以用来制备监控CO的气体传感器。J. Sabataityte等[17]制备了磁性光子晶体,其在不同的溶剂中光子带隙会发生变化。M.Z.Li等[30]用苯乙烯/甲基丙烯酸甲酯/丙烯酸共聚物制备了对pH敏感的胶体光子晶体。

2.7 复合调制

为了更好地实现对光子带隙的有效调制,可以同时采用两种或多种上述提到的调制方法,在不同的条件下对光子带隙进行调节。Kim等[31]将场致应力调节压电材料填充到光子晶体的空隙中,在外加电场的作用下使二维光子晶体的晶格对称结构发生变化,在3%的剪切应力作用下带隙的调节达到73%,实现了对光子带隙的调节。J.Sabatai-tyte等[17]制备的磁性光子晶体对磁场和不同的溶剂都有很高的灵敏性,因此,可以将两种调制方法结合,实现对光子带隙更有效的调制。

3 存在的问题及研究方向

尽管可调制光子晶体提出的时间较晚,但是由于其广阔的应用前景,最近几年研究人员在这方面做了大量工作,取得了很大进展,如响应时间已由秒及毫秒数量级缩短到飞秒数量级[32,33]。但是仍存在以下问题:(1)采用外部环境的激励使晶体的结构参数发生变化,虽然能引起带隙位置和特征发生较大变化,但一般情况下这种变化的响应时间较长,在对响应时间有较高要求时这类方法不适合于实际的光器件应用;(2)采用向光子晶体中填充液晶材料对带隙进行调节的方法,调谐速度有一定的限制,最大只能达几十兆赫兹,不能达到光通讯中快速响应的要求;(3)带隙调制的限度比较小,目前大部分只能调节几十甚至几纳米的范围,另外,带隙调制的可逆性也是研究的重点。

在以后的研究中要从以下3个方面继续努力:(1)制备响应时间更短的可调制光子晶体满足日益发展的光学器件的要求;(2)寻找更有效的填充高折射率材料的方法,提高材料的填充率;(3)继续追求扩大连续可调的光子带隙范围。最终目标是研究和开发出各种基于可调制光子晶体的集成光子器件,推动其实用化和产业化。

摘要：介绍了近几年带隙可调光子晶体的研究进展。带隙调节的机制主要有改变晶体材料的平均折射率和改变晶体的结构参数两种。综述了通过电场调制、磁场调制、压力调制、光照调制、温度调制和复合调制等实现带隙实时可调的研究进展,提出了目前存在的问题及研究方向。

光子晶体光纤海外市场受宠 第3篇

在光纤芯径中空的情况下, 依据对包层通过周期性结构的设置, 会产生与半导体能隙类似的PBG光纤。在固体芯径的情况下, 在包层中插入高折射率芯棒, 会生成抗谐振反射。该光纤也被称为多孔、微结构光纤。

作为全反射的应用例子, 在历来的阶跃式石英光纤的包层上, 留有空孔, 就成为多孔光纤 (holey fiber) 。在包层上设置的空孔, 会改变包层折射率, 光波会在光纤芯径、包层边界上发生全反射, 光波只能限制在光纤芯径中传播。这也是传统单模光纤原理, 具有可减少弯曲损耗和可控零色散波长的良好优势。目前, 多孔光纤已经实现了与常规光纤接近的损耗水平, 并已开始提供商用。

基于上述原理, 可以说这就是光子带隙光纤 (PBF) 。拥有空心芯径和包层折射率周期性结构, 能够区分为在包层上设置空气孔光纤PBF, 和在包层上把与轴成对称的高、低折射率层成周期性配置的光纤 (即柱状光纤) 。如果在包层中插入一个高折射率实芯棒, 就可使光波在光纤芯径中传播, 它被称为全固体光纤或光偏振模光纤。

在光纤芯径中空的情况下, 假如能够把光有效地限制在芯径中, 就能够实现低损耗、低色散, 并减少非线性影响, 使光通信用高功率传送成为可能。提高发送光功率, 对提高传输距离, 至关重要。

光子晶体光纤, 具有在石英玻璃中 (包层) 有空孔的配列构造。随着PCF的空孔阵列结构和空孔尺寸大小的变化, 将呈现出与通常光纤不同的特点, 即表现在高非线性、色散可控性、极化波保持和单模工作等各方面上。如果将PCF光纤光波传输原理进行分类, 可以分为折射率波导型PCF光纤和光子带隙光纤两种。

折射率波导型PCF光纤, 通常光纤芯径是玻璃, 在包层上有空孔存在。传统光纤在包层部通过添加化合物而使其折射率比光纤芯径低, 光波就被局限在光折射率较高的芯径中传播, PCF光纤因包层部的空孔使得实际的折射率比光纤芯径的折射率低, 从而实现光的全反射。

PBF光纤是由光子带隙结构所构成的一种闭合光的光纤。芯径是空洞, 把二维的空孔配置在包层中, 把反射光局限在光纤芯径内进行传播。对光纤结构要求有严格的周期性, 同时要求空孔尺寸大小必须均一性。像这样的光子晶体光纤, 通过让包层和芯径实际的折射率产生差异, 使它比一般光纤更具优势, 即可自由设置, 即使在短波长范围内, 也可构成单模光纤, 同时还可实现大芯径的单模光纤。进而把在光纤中的导波路, 分散在很宽的范围内, 以实现在短波长段零色散等各种各样光纤, 和芯径非圆形的偏振模保持光纤。这将使光纤传输通路, 得到极大提高。

光子晶体的研究与应用 第4篇

1 光子晶体的理论与性质

1.1 光子晶体简介

近代微电子学的产生及其应用是建立在对电流的精确控制的基础上的,而这种控制又是通过硅这样的半导体来实现的。实现这种控制依赖于电子禁带现象。电子禁带是一个电子不能占据的狭窄能量带,它阻止电子穿过半导体。当半导体中的电子充满了禁带以下所有可获得的状态而导带中没有电子时,电流就不能形成,因为所有电子都不能迁移。然而,一旦少量的多余电子获得足够的能量而跃迁到禁带之上,就可以在广阔的能量空间中移动,在电场作用下形成电流,;同样,电子的缺失可以在禁带以下形成带正电的空穴,也可以在电场作用下形成电流。有时,把具有这种现象的材料称之为电子禁带材料或者电子带隙晶体。这一晶体的周期性尺度是电子的德布罗意波长量级。

随着相关领域内理论和技术的不断完善,带隙晶体已经不仅仅局限于电子禁带材料,科学家们通过精心设计的结构制成了光子禁带材料,又称光子带隙晶体,简称光子晶体。这一概念最先是由,Yablonovitch和John在1987年分别独立提出的。光子晶体可以和电子带隙晶体一样,产生所谓禁带现象。这种光子晶体在某一能量范围内不能通过光子或者在晶体内产生的光子不能传输。具体的说,光子晶体是指具有周期性结构的晶体,其周期性尺度具有光波长的数量级,这一材料具有“光半导体”的功能[3,4,5]。

由于光子晶体对于光的可操控性,以及光子有着电子所没有的优势:速度更快,没有相互作用等,光子晶体被认为是未来的光半导体,对光通讯、微波通讯、光电子集成以及国防科技等领域将产生重大影响。光子晶体将在高性能反射镜、波导、光学微腔、光纤等光学及光电器件上显示其显著的优势,同时在隐身材料等国防科技上也将有非常重要的应用前景[6]。

1.2 光子晶体的理论基础

由于光子晶体和半导体晶体某些特性相似,很多用于研究半导体晶体的方法也用于研究光子晶体。

与电子不同的是光子是自旋为1的玻色子,是矢量波,因此,计算光子晶体的能带结构必须在矢量波理论的框架下,从麦克斯韦方程出发。从电磁场理论知道,在介电系数E(r)呈空间周期性分布的介质中,频率为X的单色电磁波(光波)的传播,服从麦克斯韦(Maxwell)方程组[7]:

这里,c是真空中的光速。设μ=1(电介质为非磁性介质)并消去H,得到关于电场E的方程:

如果介电常数是周期性变化的,就有:

这里,Rn是任意光学超晶格的晶格矢量。另外,我们可以将介质的介电常数写为两部分之和:

这里,εb是背景(基质)的介电常数,εα(r)是晶格介质(散射体)的介电常数。εb也可以是整个介质的平均介电常数(等效介质的介电常数),而此时的εα(r)则是散射体相对于等效介质的介电常数。于是,我们得到:

这是一个矢量方程,但可以化成标量方程:

而电子的德布罗意波所遵从的方程为:

从方程(9)和(10)比较可以看出,光波所遵从的方程与电子的德布罗意波所遵从的方程相似。它们的系数对应关系如下:

如果Rn为波长的量级,则光子在此介质中运动,将形成能带结构。若光子频率落在禁带内,则此光子不会通过介质,而全部被反射掉。

1.3 光子晶体的特性

1.3.1 光子禁带

光子晶体的最根本特征是具有光子禁带,落在禁带中的光是被禁止传播的。Yablonovitch指出:光子晶体可以抑制自发辐射。我们知道,自发辐射的几率与光子所在频率的态的数目成正比。当原子被放在一个光子晶体里面,而它自发辐射的光频率正好落在光子禁带中时,由于该频率光子的态的数目为零,因此自发辐射几率为零,自发辐射也就被抑制。反过来,光子晶体也可以增强自发辐射,只要增加该频率光子的态的数目便可实现。如在光子晶体中加入杂质,光子禁带中会出现品质因子非常高的杂质态,具有很大的态密度,这样便可以实现自发辐射的增强。

1.3.2 光子局域

如同在半导体材料中引入缺陷后电子、空穴能被缺陷俘获一样,如果在光子晶体中引入某种杂质或缺陷,就会在光子禁带内形成新的电磁波模式,与缺陷态频率吻合的光子就会被局限于缺陷位置,一旦其偏离缺陷位置,光将迅速衰减,这一特性称为光子局域。理想的光子局域化材料对于其深部的光来说是陷阱,而对于其外部的光则是一个完善的反射体,因此具有重要的应用价值。如果被引入的缺陷是点缺陷,则相当于引入了微腔,处于该缺陷的光子就会被限制在微腔内而不能向任何一个方向传播;如果被引入的缺陷是线缺陷,与其频率相符的光子被局域在线缺陷位置而只能沿线缺陷方向传播,这就相当于引入了一个光波导。如果线缺陷有90°拐弯,那么光子在传播中将跟着拐弯,如果线缺陷是Y形,那么光子在传播中就会被分成2路传播。据此可以设计制作无损耗传输的任意角度弯曲的光子晶体波导。总之,通过调节缺陷的结构、大小就能够控制缺陷能级在光子带隙中的位置,实现光子局域[8]。

1.3.3 其他性质[9]

光子晶体的本质是光的多重散射,这种散射是由空间亚波长折射率周期性变化以及几何结构和光子性质之间的相互作用而引起的,具有强烈的分散性和各向异性。在光子带隙附近,尽管有周期性点阵的强散射,但Bloch光子类似于自由电子,光子的传播符合Snell定律,从而会产生一些异常的光子传播行为,总称为超光子效应。例如玻璃棱镜可将可见光色散成连续光谱,但是在频谱内分散角不超过10°,色散在波长差的10%以内,仅0.1°。但是当光子晶体表面的入射角变化±0.7°时,光的传播角变化可达±70°,从而产生超棱镜效应。这意味着若用光子晶体作为棱镜使用,可以把频谱分得更细;若作为透镜,可以将透镜做得很薄也能获得广角成像。此外,光子晶体还有超校直效应、负折射率、复折射效应等。

2 光子晶体的应用

目前,真正的光子晶体还很少,广泛应用还为时过早。但是,由于光子晶体的奇异特性,人们对它的应用和潜在的应用前景还是寄予极大的期望。

2.1 光子晶体反射镜

在光子晶体中,频率落在光子带隙内的电磁波不能在其中传播,这意味着这些电磁波入射到光子晶体时将被全部反射。因此,如果用光子晶体来制造天线,就能大大提高天线的发射效率,并能解决基底吸收电磁波带来的发热问题。现在,已经研究用光子晶体制作新型平面天线,如小型偶极平面微波发射天线,它可将几乎100%的电磁波被发射到空间。这些研究为将天线做进集成电路创造了条件。

2.2 新型光波导

利用禁带内光子不能在晶体内传播的性质可以制成光子晶体光波导,传统的光纤主要利用电磁波在介质交界处的全反射机制,在光纤转弯的地方出现一个很大的问题:当波导的曲率大于一定值时,会出现很大的能量损失,只有当转角的曲率半径远大于光波波长时,才能避免过多的能量损失。而当在光子晶体中引入一线缺陷的时候,如果线缺陷的频率落在光子带隙中,就会在其中引入一个/光通道:光波导,当线缺陷为直线时,光波导也是直的,当线缺陷成一定角度时,光波导也成一定的角度。利用这一性能设计的光波导能极大地减少光纤传输中能量的损失。

2.3 光子晶体激光器

现在的激光器由于有自发辐射的存在,激光出射方向总是和自发辐射方向成一定角度。因此,只有驱动电流达到一定阈值时才能产生激光。如果在激光器中引入一带缺陷的光子晶体,使缺陷态形成的光波导与出射方向相同,且缺陷态的能量与自发辐射的能量相吻合,这样,自发辐射的能量就能几乎全部用来发射激光,从而大大降低激光器的阈值。Painter在二维光子晶体中引入点缺陷,形成光能量阱,实现了受光线驱动的光子晶体激光器。Zhou等将带有缺陷的二维光子晶体放在镜面上,使光线只能沿缺陷态传出,虽然这种晶体激光器阈值为300μA,但为以后的研究提供了借鉴。Richard等的研究把光子晶体激光器的阈值降到了50μA。科学家的最终目标是研制零阈值激光器。与此类似,如果在发光二极管的发光中心放置一块带缺陷的光子晶体,使发光中心的自发辐射和光子带隙的频率相重合,自发辐射只能沿特定通道传播,如此可提高发光效率90%以上,而现在的发光二极管其发光效率只有3%~30%[10,11]。

2.4 其他应用

光子晶体的应用远远不止以上几项,在光开关、光放大、滤波器、偏振器、光子晶体微谐振腔等方面也有广阔的应用前景,而制成光子器件实现集成光路后,光子晶体的应用前景将不可估量。

3 结束语

光子晶体由于其特殊的周期性结构能够控制和操纵光的传播,因此与传统电子带隙晶体相比具有许多优势,目前对它的研究才刚刚开始,无论在理论和实践上,其研究深度和广度还远远不能和半导体材料相比。但是,综合国内外现有的研究成果,我们有理由相信,光子晶体未来在光学器件、非线性介电材料等许多领域都有着光明的应用前景。随着光电子产业的迅猛发展,特别是对于光子晶体研究的不断深入,必将对21世纪的技术发展和产业革命起到巨大的推动作用。

摘要：光子晶体是一种具有光子能带及能隙的新型材料。其特有的性质,使光子晶体具有广阔的应用前景。本文基于固体物理学的基本原理,对光子晶体的理论基础进行了简单介绍,根据其特有结构,对光子晶体的特性做了一定分析,并结合现实需要,综述了光子晶体在光学等方面的应用。

关键词：光子晶体,能带,应用

参考文献

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[9]万钧,张淳,王灵俊,资剑.光子晶体及其应用[J].物理,1999,(7).

[10]李启成.新型光波导材料-光子晶体光纤[J].现代物理知识,2005,1.

光子晶体光纤模式特性研究 第5篇

关键词：光电子学,光子晶体光纤,微结构光纤,有限元法

光子晶体光纤 (photonic crystal fiberPCF) 的概念, 最早是由J.Russell等人于1992年提出的。在外观上PCF和传统光纤极为相似, 但是横截面结构十分独特, 是由石英棒或是石英毛细管排列而成的, 在中心形成缺陷。PCF可分为两种。一种称为全内反射型光子晶体光纤 (TIR-PCF) , 其纤心“缺陷”为石英的实心光纤。另一种称为光子带隙型光子晶体光纤 (PBG-PCF) , 其纤心“缺陷”为空气孔的空心光纤。由于PCF这种带孔的包层结构可以人工改变和拉制它的一些参数, 因而也可以改变和控制光子晶体光纤的一些性质。P C F的这些新奇的性质在很多领域中广泛地应用, 引起了人们极大的关注。近年来, 微结构光纤的制造技术、理论研究方法以及在不同科学领域的广泛应用都取得了很大的进步, 国内也在这方面开始了一系列的研究工作。

1 分析方法的选择

PCF问世后, 人们先后提出了多种数值模拟方法对其进行分析, 如:有效折射率法、平面波法、边界元方法、有限元方法、有限差分法等.这些方法对于P C F的模拟分析各有优缺点和适用范围。

主要分两大类数值方法研究光子晶体光纤, 第一类是已有的用于分析光波导的通用的数值方法。这类方法通用性强、结果可靠等特点, 很快被应用于研究光子晶体光纤, 其主要缺点是由于未考虑光子晶体光纤的特点, 因而计算量较大, 精度方面一般也稍差一些。第二类是专门针对光子晶体光纤或光子晶体提出来的新方法, 针对性强, 在计算方面有其优势, 如平面波展开法在计算光子带隙, 周期孔包层模的有效折射率效果好、计算量小;多极法可以获得很高精度的模式有效折射率和损耗值等。

在后期采用的第二类分析方法中, 平面波展开法运用比较广泛, 但计算量较大, 与平面波数量成立方关系;并且当光子晶体结构复杂或在处理有缺陷的体系时, 需要大量的平面波, 可能因为计算能力的限制而不能计算或难以准确计算;由于使用周期性边界条件, 对不规则分布结构无法处理;而且如果介电常数随频率变化, 就没有确定的本征方程形式, 从而无法求解。

多极子法主要是将电场或磁场的纵向分量展开为多极坐标下的傅立叶一贝塞尔函数, 应用边界条件求解特征方程可得到相应的传播常数和模场分布。这种方法适合于计算由圆形空气孔构成的PCF, 可以同时计算模式传播常数的实部和虚部, 实部可以计算色散, 而虚部可以计算有限包层空气孔情况下的限制损耗。多极子法是一种对PCF特性进行模拟的有效方法, 精度较高。但是多极子法一般只能处理圆形空气孔, 而且其计算量对结构的对称性依赖很高, 不太适合处理不规则的结构, 且推导较为复杂。

正交函数法的基本原理实际上类似于平面波法, 但是它利用了PCF中模场的局域性, 从而大大提高了计算效率。这种方法的关键在于横向折射率的展开精度。一般采用厄米高斯法展开PCF的纤芯折射率部分。在空气孔较大时, 这种展开方法的误差较大。正交函数法忽略了波动方程中的祸合项, 是一种半矢量的方法。这种方法不能分析限制损耗, 计算量与空气孔分布的规则性有关。

时域有限差分法 (FDTD) 以差分原理为基础, 直接把带有时间变化的麦克斯韦方程组在Yee氏网格中转化为差分方程, 在一定体积内和一段时间上对连续电磁场数据取样。采用这种方法可以直接在数值空间中模拟电磁波的传播以及它与物体的相互作用过程, 能够直接给出非常丰富的电磁场问题的时域信息, 物理过程清晰, 具有广泛的适用性, 可以模拟各种复杂的电磁结构。目前, FDTD已被成功应用于光子晶体和光子晶体光纤的特性研究。一般而言, FDTD中不便于考虑材料色散, 通常是由传播常数得到相应的波长。如果设置不当, 在FDTD中容易出现数值色散和收敛不稳定等情况。

而利用有限元法, 以变分法为基础, 将所要求解的边值问题转化为相应的变分问题, 并通过单元离散, 将其变为普通多元函数的极值问题, 最终得到一组多元的代数方程组。F E M能够能够对具有任意大小, 形状, 以及分布的空气孔的PCF进行求解。十分适合于在设计中对空气孔的形状和位置进行调整;通过细化网格剖分可以达到很高的精度;同时, 其相关的矩阵为稀疏矩阵, 有利于节约内存。最近的全矢量有限元法更是能更加精确地分析PCF的多种性质, 从而避免伪解。F E M不仅适用于TIR型微结构光纤, 而且也适用于P B G型微结构光纤。随着计算机硬件性能的改善, 其运算速度也得到很大提高。F E M已发展成为一种有效而准确的微结构光纤仿真算法。

2 建立有限元模型

因为有限元法的诸多优点以及强大功能, 所以决定采用有限元法进行分析。

有限元法将其表征的连续函数所在的封闭场划分成有限个小区域, 这些小区域通常为三角形, 每个小区域用一个待定的近似函数来代替, 于是整个场域的函数被离散化, 由此获得一组近似的代数方程, 并联立求解, 以获得该场域中函数的近似数值。利用这种方法对光子晶体光纤进行剖分数值计算能够迅速准确地获得它的二维模场分布和传播常数, 而且在处理非均匀光子晶体光纤方面很有优势。

用有限元法建立适当的模型, 可以直接计算其特征值传播常数。其计算过程可以简要地归纳为以下几个步骤: (1) 确定实际问题所定义的区域、激励和边界条件, 根据具体情况决定问题的描述方程, 建立正确的型; (2) 设定子区域、激励和边界条件; (3) 对整个计算区域离散化, 即将区域用节点和有限元 (通常为三角形) 来表示; (4) 对方程进行求解; (5) 进行解后处理。

3 结语

本文阐述了PCF提出以及目前发展和展望, 通过比较几种数值分析方法的优劣, 选择了有限元分析法。利用有限元法对微结构光纤进行了模拟, 取得了较为精确的解, 为实验研究做好了理论上的准备。且矢量有限元法又是分析二维微结构光纤中光场分布的简单而又行之有效的方法。然后建立了模场进行分析, 得出的结果验证了有限元法精确性以及可行性, 具有深远的意义。

参考文献

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光子晶体光纤色散补偿研究 第6篇

关键词：光子晶体光纤,色散补偿,色散系数,非线性效应

0 引言

光子晶体光纤 (PCF) 是目前被广泛研究的一种新型光纤[1]。光予晶体光纤包层中空气孔特殊的排列结构使得其呈现出许多在传统光纤中难以实现的特性, 这些特性突破了传统光纤光学的局限, 大大拓展了光子晶体光纤的应用范围, 其中灵活可控的色散特性为其作为色散补偿器件提供了可能[2,3,4], 本文从脉冲在光纤传输过程着手, 研究了光子晶体光纤对色散的补偿过程。

1 理论模型

考虑脉冲在光纤中所受的高阶色散的影响, 其在光纤传输的方程为[5]:

式中, A为电场的慢变振幅, T=t-z/vg。等号左边的第二项表示损耗, 后几项分别为二阶群速度色散 (GVD) 、三阶GVD和四阶GVD, 等号右边的三项分别为描述自相位调制 (SPM) 、自变陡 (SST) 和受激拉曼散射 (SRS) 产生的影响。

输入的高斯脉冲形式为:

式中, τp为脉冲半宽度, 实际中常用半高全宽tFWHM来表示初始脉冲宽度, 对高斯脉冲, 它们之间的关系为。

2 数值模拟与结果分析

模拟了光脉冲在常规光纤 (1550nm处, β21=20ps2/km) 传输时的色散影响以及在普通光纤后加接光子晶体光纤进行色散补偿的效果, 其普通光纤的输出为一级输出, 经光子晶体光纤色散补偿后为二级输出。

2.1 色散补偿的实现

在忽略光纤损耗, 即α=0。经过调试发现达到最佳补偿效果时所用的PCF非线性系数γ为75/Wkm, 在1550nm处的二阶色散系数为β22=-6ps2/km, 补偿用光子晶体光纤长度为L=5.7km。

图1中, 曲线a为脉冲输入波形, 经常规光纤传输后, 由于色散效应, 脉冲的宽度展宽, 此时的波形为b, 经计算脉冲宽度展宽倍数为3.82。而此输出脉冲经光子晶体光纤进行色散补偿后输出波形为c, 由图可见, 此时波形与脉冲的初始输入波形a几乎完全重合, 表明脉冲在常规光纤的色散得到了很好的补偿, 计算出最后的展宽倍数1.06, 而且最后输出信号脉冲波形质量好, 是比较理想的色散补偿。光子晶体光纤能进行色散补偿的原因是由于在正色散系数的普通光纤中信号中不同频率分量传播速度不同, 其中红移分量较蓝移分量传播的快, 导致其输出展宽。为对其进行色散补偿, 采用负色散系数的光子晶体光纤, 光脉冲在其传播过程中, 蓝移分量快于红移分量, 这样滞后的蓝移分量会赶上红移分量, 使其达到色散补偿的目的, 即二级输出与原始输入的波形基本一致, 实现脉冲宽度能保持原始宽度的较好补偿结果。

2.2 色散系数对光子晶体光纤色散补偿的影响

为进一步研究二阶色散系数对光子晶体光纤色散补偿的影响, 模拟了在相同光纤长度下, 二阶色散系数变化时光子晶体光纤的色散补偿效果。

从图2可以看出, 展宽度先随光子晶体光纤的二阶色散系数的增大而减小, 然后随之增大而增大。这是由于二阶色散系数绝对值越大, 色散补偿所需的光纤越短。而此时若光脉冲继续传输, 则负色散会使蓝移分量的速度继续增大, 并超过红移分量, 光脉冲在光子晶体光纤中继续传播由于受此影响, 再次形成色散效应。而若二阶色散系数绝对值过小, 则在此长度上还末实现色散的完全补偿, 因此展宽度也较大。这就解释了图2所示的拐点现象。

如前所述, 色散补偿所需的光纤长度L与二阶色散系数有紧密关系, 从图3可以清晰看出在完成展宽比为1, 即完成完全的色散补偿的情况下, 光子晶体光纤长度L随β的增大而减小。其原因是随着光子晶体光纤的二阶色散系数绝对值增大, 其在反常色散时蓝移分量速度增大, 追上红移分量所用时间减少, 这样滞后的蓝移分量便能更快赶上红移分量, 而光子晶体光纤的二阶色散系数的绝对值越大, 蓝移分量速度增大的越快, 追上红移分量所用时间越少, 所需光子晶体光纤长度就越短。由于光子晶体光纤结构具有的高度可调性, 在实际应用时, 可选用二阶色散参数较大的光纤以减少补偿用光纤长度。

2.3 信号输入峰值功率对光子晶体光纤色散补偿的影响

本文还研究了影响光子晶体光纤色散补偿其它因素, 模拟了相同光子晶体光纤长度下, 不同信号输入峰值功率下的光子晶体光纤的色散补偿效果。

从图4可以看出:P0逐渐增大的过程中, 展宽度先逐渐变小, 而当P0增大到一定值时, 展宽度又接近1。原因如下:增大P0, 使得光纤的非线性特性之一自相位调制效应加大。而自相位调制 (SPM) 会使脉冲产生非线性频率啁啾。SPM所致啁啾的瞬时变化又有如下特点:在脉冲前沿附近是红移, 而到脉冲后沿附近则变成蓝移;在高斯脉冲中心附近较大范围内, 啁啾是线性的。当脉冲在光子晶体光纤中传输时, 随着距离的增大, 新的频率分量在不断产生。色散效应和自相位调制效应共同作用, 使得脉冲先被压缩 (展宽度小于1) 而后再展宽 (色散效应大于了自相位调制效应) 。也即在进行色散补偿时, 应充分考虑光纤的非线性特点, 应尽可能减少非线性效应。

3 结束语

本文利用光子晶体光纤高度可调的色散特性实现了对普通光纤的色散补偿, 研究表明对给定的色散系数, 要选择恰当的光纤长度作为输出。而随光子晶体光纤二阶色散系数的增大, 补偿用光纤长度减小, 同时信号脉冲的峰值功率增大会使光纤的非线性作用增强, 这对色散补偿也有影响, 在实际应用过程应考虑这些因素。

参考文献

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光子晶体光纤的特性及应用概述 第7篇

光子晶体光纤 (Photonic Crystal Fiber, PCF) 又称微结构光纤, 一般由石英材料构成, 在光纤横截面上呈二维周期性结构。沿光纤轴向规则排列着波长量级的二维光子晶体, 即空气孔从而构成微结构包层;光纤的纤芯可以是石英, 也可以是空气孔。

具有规则微结构的光子晶体光纤的概念是由英国Bath大学的P.St.J.Russell在1992年首次提出来的。1996年, P.St.J.Russell, J.C.Knight, T.A.Birks等人率先研制出世界上第一根光子晶体光纤, 如图1所示。在这种新型的光波导中, 纯石英实芯周围排布有六边形对称的石英-空气包层材料。P.St.J.Russell等人制备的光子晶体光纤在较宽的光谱范围内 (至少458~1550nm) , 可支持单模低损耗的光信号传输。

由于光子晶体光纤中空气孔的尺寸和排布可改变, 这样能根据特定需要来调整光纤中的光传输状态, 引起了国内外众多光纤工作者的广泛关注, 关于PCF理论研究及实验制备的论文、专利开始不断增多。

光子晶体光纤分类

按照导光方式的不同, 通常将光子晶体光纤分为两种:一种为全内反射型光子晶体光纤 (TIR-PCF) , 另一种为光子带隙型光子晶体光纤 (PBG-PCF) 。

(1) 全内反射型PCF

全内反射型PCF是由纯石英实芯和石英-空气孔光子晶体包层组成。包层材料的有效折射率小于纤芯材料的折射率, 与普通光纤的导光原理类似, 光在纤芯-包层界面上发生全反射, 图1即为此类结构的光纤。传统光纤是通过掺杂物质使包层低于纤芯的折射率, 折射率差值不大。而全内反射型PCF中的纤芯和包层折射率差异可通过控制包层中的空气孔比率来实现, 折射率差值可以设计成很大。在光子晶体光纤中, 包层区域呈六角形对称和周期性折射率调制, 当满足一定条件时就能形成光子禁带, 从而提高纤芯导光能力。

结构上的特殊, 使得全内反射型PCF具备有别于普通光纤的特点:通过改变光纤的结构参数控制光纤的传播模式、色散特性、偏振态等。这类PCF对包层空气孔的大小及排列要求并不严格, 制作相对容易, 目前技术已较成熟, 大多数关于PCF的研究和应用都是基于这类光纤。

(2) 光子带隙型PCF

与全内反射型PCF相比, 光子带隙型PCF的不同之处在于中心为空芯的石英光纤, 空芯为传光通道, 此类光纤对包层中空气孔的尺寸、间距和排列周期要求严格。如图2所示, 为美国Thorlabs公司的HC-1550-空芯光子晶体光纤。不同于TIR-PCF, PBG-PCF的纤芯折射率小于包层有效折射率, 它是利用光子带隙效应来传导光的。当入射光的频率位于光子带隙内时, 由于光子晶体的禁带作用, 光会被束缚在引入的缺陷 (空芯) 中传播;而频率落在光子带隙之外的光被禁止传播。PBG-PCF以空气作为纤芯, 极大减少了石英对光的吸收和散射, 特别适合做大功率激光传输。由于光进入空芯石英光纤时没有发生菲涅尔反射, 所以这种光子带隙型PCF可用于制作高效率光耦合器件。若在空芯中注入特定的气体或液体, 它们可能与传输的光有非常强的相互作用, 这在传感、检测、材料的非线性光学性质研究等方面有非常广的应用前景。

光子晶体光纤特性

光子晶体光纤新颖的微结构, 给PCF带来了独特性能, 为光纤的研究和应用注入了新的活力。

(1) 无截止单模传输特点

在传统光纤中, 归一化频率V<2.405时, 光纤只容许基模即单模传输。而对于PCF, 光纤单模与多模传输的V的临界值发生了变化。

在PCF中, 当波长λ减小时, 模场分布向纤芯处集中, 包层有效折射率变大, 那么纤芯和包层的有效折射率之差也就减小了, 使归一化频率V接近一固定值。当空气孔直径d与孔间距Λ之比小于这个固定值时, V始终低于产生多模的临界值。这表明PCF具有无截止单模传输特点, 并且与光纤绝对尺寸无关, 为实现大模场面积的PCF提供了解决途径。美国Thorlabs公司可生产无截止单模、大模场面积的PCF。以型号为LMA-25 ESM的光子晶体光纤为例, 该光纤芯径为25μm, 有效模场面积约为265μm2, 在无非线性效应和材料损坏的前提下支持高功率的低损耗传输。

(2) 高双折射特点

通过改变PCF的结构参数来破坏光纤横截面的对称性, 可制作出具有高双折射特性的光子晶体光纤。这种光纤常采用双芯或多芯结构, 在空气孔的形状、大小、分布等方面有所调整来实现。冯朝印等人设计了一种新型高双折射PCF, 数值模拟得到优化的PCF在1550 nm处的双折射率高达0.0236, 高于普通保偏光纤两个数量级, 为光纤通信中的偏振模色散补偿技术提供了新的解决方法。

(3) 灵活的色散可调特点

光纤色散使传输的脉冲信号展宽, 导致前后信号间发生重叠干扰, 限制了光纤的传输容量和速率, 阻碍了光纤通信的发展。

光子晶体光纤的出现为有效调节色散带来了希望。通过合理地改变PCF的结构参数 (如空气孔大小、孔间距等) , 可人为调控光纤的色散特性, 设计出宽波段范围内中心波长可移的色散平坦PCF, 具有较大色散系数的色散补偿光纤等。已报道的高负色散系数、宽波段补偿的PCF, 在1550 nm处可实现-2000 ps/ (nm·km) 的色散, 为常规色散补偿光纤的20倍。目前, 零色散点位于可见光波段、平坦和超平坦色散的光子晶体光纤, 已在光孤子传输、孤子激光器、超短脉冲压缩等领域得到了应用。

(4) 良好非线性特点

光子晶体光纤具有的可调节色散特点以及高双折射特点, 为非线性效应研究提供了条件。光纤的非线性系数定义为:

其中, λ0为中心波长;n为材料的非线性折射率;Aeff为有效模场面积。

由 (1) 式, 得到有效模场面积越小, 光纤的非线性系数就越大, 这种高非线性效应的光纤可用于光纤激光器、光调制器、拉曼放大器、光开关等非线性器件的研究。若有效模场面积增大, 相应的非线性系数就会随之降低, 即设计具有大模场面积的光子晶体光纤, 可将非线性系数降至最低。

光子晶体光纤应用

根据前几节所述内容, 由于PCF具有独特的微结构和优异性能, 经过多年的发展研究, PCF已在多个领域得到了应用。

PCF的高非线性效应和高度可调的色散特性, 成为超连续光谱产生的理论依据。J.K.Ranka等人最早研究非线性效应, 将蓝宝石激光器发出的短脉冲入射到PCF中, 观察到波长范围为400~1600 nm的超连续谱现象。在设计中, 需选择合适的光子晶体光纤结构参数和输入脉冲参数, 来得到最优的超连续谱展宽。这种超连续谱可应用于光学频率测量、建立光学原子钟、生物医学成像、多光子光谱显微镜等领域。

基于PCF的大模场面积、单模宽带传输等特点, 发展了光子晶体光纤激光器。按照增益介质不同, 可分为两类:一种是通过掺杂稀土元素来得到受激发辐射频谱, 完成光放大;另一种是根据非线性效应, 利用受激色散完成光放大。其中, 掺稀土元素的PCF激光器不仅可以提高抽运光的耦合效率, 还能有效减少由于高功率运转时所产生的非线性效应、热效应, 实现高光束质量、高功率的激光输出, 成为PFC研究的重要内容之一。目前报道的PCF激光器掺稀土元素主要有掺Yb3+、掺Er3+以及掺Nd3+, 其中以掺Yb3+光子晶体光纤激光器为最热研究对象。丹麦的Crystal fibre A/S公司是全球领先的PCF研发和制造商, 技术上较成熟, 现已推出了大数值孔径双包层掺Yb3+的PCF, 并在此基础上该公司进行了高功率PCF激光器的开发研究。

光子晶体光纤的微结构和特殊性能, 也为传感器的制作带来了新的研究方向。常见的光子晶体光纤传感器包括:PCF光栅传感器、干涉型PCF传感器、荧光型PCF传感器, 以及吸收型PCF传感器。在现有技术的基础上, 今后PCF传感器的研究将向着集成化、网络化、全光纤化发展。

除了以上几种应用外, PCF还可用于光开关、光纤陀螺、参量放大器、产生多信道超短脉冲源、光纤色散补偿等领域的研究。

结束语

光子晶体光纤的特殊微结构, 使其具有独特的光学性能。经过多年的发展研究, PCF已在光通信、光纤激光器、光传感、光电子器件制造等领域取得了很大进步。我们深信, 随着科研工作的深入开展, 光子晶体光纤在波导和色散特性研究、非线性效应的理论与实验研究, 以及制备和性能测试等方面均会有更大的成绩, 为光纤发展应用开拓广阔的空间。