2022年2022年光子晶体讲稿

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1、- - 光子晶体一、发展背景及历史1.1 微电子的危机今天，人类进入了信息时代， 电子信息产业已成为当今全球规模最大、 发展最迅猛的产业， 从日常生活的电视，电话等家庭用品到工作中的电子计算机，传感器以及各种电子测试设备， 无处不渗透着半导体技术的影响，可以说半导体技术正日益成为我们工作和生活中不可缺少的组成部分。微电子技术是电子信息产业的核心技术之一（另一个是软件技术），是在半导体材料上采用微米级线度加工处理的技术。 现在电子信息技术， 尤其是计算机和通讯技术发展的驱动力。 来自于半导体元器件的技术突破，每一代更高性能的集成电路的问世， 都会驱动各个信息技术向前跃进。我们今天处在一个真正的技

2、术革命时代，而微电子技术的突飞猛进是这个革命最基础的组成部分。微电子技术所遵循的摩尔定律指出：芯片集成度每18-24 个月增长一倍，价格不变。目前主流加工技术是8 英寸硅片， 0.25 微米线宽。 12 英寸硅片 0.13微米应经批量生产。当前，半导体技术正向着高速度，高集成化方向发展。据国际权威机构预测，到2014年，半导体芯片加工技术将达到18英寸硅片 0.035微米线宽。当集成电路线宽达到0.1 微米以下时，标志着半导体制造技术及器件、工艺理论随之全面进入纳米领域。硅基芯片的微细加工技术将可能达到极限。届时，微电子的基础理论、材料技术和加工技术都将遇到极大的挑战：（1）首先是芯片的发热量

3、随着工作频率的提高而迅速增加从而使芯片无法正常工作；（2）其次是现有的加工设备已经很难再继续减小芯片内部的线宽，因而通过减小线宽的方法来提高心片的工作效率和性能遇到了很大的困难；（3）最后也是最难克服的一点，随着芯片内部结构的减小，其量子效应会非常明显，电子在芯片内部的波动效应就不可以忽略，而电子的波动所造成的量子隧穿效应直接威胁着用“ 1”和“0”表示“开”和“关”状态的芯片最基本的结构。导致这一结果的原因在于半导体器件的工作载体是电子，由于电子是一种费米子，具有静止质量，同时，电子之间具有库仑相互作用，当集成度很高时，产生热效应，相互干扰，这即是“电子瓶颈”效应产生的原因。这一特点使得微电

4、子技术的进一步发展在速度，容量和空间相容性方面受名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 1 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 到了限制。 可以看到， 微电子技术很有可能在未来的十多年中走到尽头，届时如果不能解决这些问题， 信息技术的前进脚步就很有可能停止下来，会对人们的生活、社会、经济的发展所产生的严重后果是不可想象的。1.2 光子芯片的曙光从目前的研究情况来看， 解决上述的三个问题还有很大的困难，尤其是最后一个问题的解决更是遥遥无期。 人们便把目

5、光投向了一些其他技术，其中利用光子代替电子在芯片内进行信息的传输与处理无疑是这些技术中最具吸引力的方案。比起电子来利用光子来携带信息具有更大的优势，电子自身的特性， 比如具有静止质量以及电子间的库仑作用等都限制了其难以作为大容量高速的载体；与电子相比光子具有如下优点：(1)光子是以光速运动的微观粒子，传播速度快，频带宽，具有极高的信息容量和效率；(2)光子静止质量为零，相互作用很弱，能耗低；(3)电子器件的响应时间一般为810秒，而光子器件可达12101610秒，极快的响应能力；(4)光子在通常情况下互不干涉、具有并行处理信息的能力；(5)极大的存储能力。但是光子很难控制， 要利用光子来进行信

6、息处理， 首要任务就是找到类似半导体材料控制电子一样地控制光子行为的材料。现代电子学的基础是电子能带和带隙。它是由于电子波函数与晶体周期势场相互作用的结果。那么，同样具有波动性的光子，当其在某种材料中运动时，是否也会产生能带和带隙呢?在这一研究背景下， E.Yablonovitch 和 S.John 在 1987 年各自提出了光子晶体(Photonic Crystals或 photonic Band)的概念。光子晶体 (PhotnociCyrstals)便是这种人们期待已久的新材料。美国的科学杂志在 1999 年 12 月 17 日把光子晶体列为十大科学进展之一，光子晶体已成为世界范围内研究的

7、热点。1.3 光子晶体的发展历史第一个具有实际可行性的光子晶体结构是由依俄洲大学的Ho，Chan 和Soukoulis 等人首先从理论上提出来的，而美国贝尔通讯研究所的Yablonovitch则制造出了世界上第一个具有完全光子频率禁带的三维光子晶体。第一块三维光子晶体结构，用活性离子束炮轰依次从三个相差1200的方向在介质上穿孔而制成，光子晶体的光子频率禁带宽度约为中心工作频率的20%。 早期这种光子晶体的工作频率多数落在微波波段。 近年来，其工作波段推进到红外波段。 一般来说，工作波长越短，三维光子晶体的制造越困难。 目前还没有找到制造工作于短波长，尤其是工作于可见光波段的光子晶体结构的有效

8、方法。为了获得短波长光子晶名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 2 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 体，人们近年来提出了一些新的光子晶体构造方案。其中一个具有实用价值的方案就是所谓的“逐层叠加 (layer 一 by 一 layer)”方法，即用许多片二维周期性结构叠加在一起而构成三维光子晶体，这种想法是由Ozbay 等人提出来的，这种“逐层叠加” 方法已被人们广泛采用。 原则上来说， 这种方法为短波长三维光子晶体的制造提供了一个可行的途径，但

9、在短波长区域其制造工艺。图 1 Yablonovitch 等人制造的世界上第一个三维光子结构图 2 1994 年，E.Ozbay 等人采用逐层叠加的方法制作的三维光子晶体结构。光子晶体虽然是一种纯粹人工合成的新材料，不过人们也在自然界中发现了天然的光子晶体。蛋白石opal 就是一种天然的光子晶体材料。在生物界，最近也发现了光子晶体的踪迹。 在一种帝王蝴蝶中的翅膀上发现了第一种天然的三维光子晶体结构。随后Argyros 等用 SEM、TEM 和电脑技术相结合研究了帝王蝴蝶翅膀的具体结构 (见图 3)。研究发现构筑这种光子晶体的材料是一种类似于纤维素的角质蛋白质。 其原胞内结构为一四面体， 晶格结

10、构则属于三斜晶系。 尽管光子晶体的提出已有十几年了， 但是光子晶体在实验上仍然发展很慢， 困难重重。最近人们研究发现，在生物界的DNA 的帮助下，可以在微米尺度下制造出各种各样复杂的结构。 也许在未来光子晶体的研究中， 用生物技术来合成光子晶体可以为这一领域开创一条新的研究方法。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 3 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 3 Adonis 蓝蝴蝶以及蝴蝶翅膀的SEM 照片二、光子晶体的基本概念2.1 基本概念光

11、子晶体的物理概念首先是由E.Yablonovitch 和 s.John1987年几乎同时分别独立地提出。 Yablonovitch 主要着眼于控制材料的自发辐射性质，而 John则侧重于研究无序介质对光局域化的影响， 他们都提出了介电函数作周期性变化的结构能够影响材料中光子的状态模式，由此可以设计出能影响光子能带性质的材料。光子晶体是一种介电常数空间周期性变化、晶格常数可与光波长相比、 且具有光子带隙结构，能控制光子传播状态的新型人工材料。与半导体相类似，光子晶体中光的折射率的周期性变化产生了光的带隙结构，从而由光带隙结构控制光在光子晶体中的运动。同样光波的色散曲线形成带状结构，带与带之间可能

12、会出现类似于半导体禁带的“光子禁带”(Photonic Band Gap)。频率落在禁带中的光波是被严格禁止传播的。其实不管任何波， 只要受到周期性的调制， 都有能带结构， 也都有可能出现带隙。 能量落在带隙中的波是不能传播的， 电磁波或者光波也不例外。 如果只在一个方向上有周期结构，光子禁带只可能出现在这个方向上， 如果存在三维的周期结构， 就可能出现全方位的光子禁带，落在禁带中的光在任何方向上都被禁止传播。我们将具有光子禁带的周期性介质结构称为光子晶体(Photonic Cyrstals)。由于一般晶体和光子晶体都具有周期性结构，许多研究一般晶体的概念都被运用到光子晶体的研究中去，如能带、

13、能隙、态密度、倒易空间、色散关系、布里渊区、 Bloch 波函数、缺陷态、施主态、受主态等等，固体能带理论中许多方法也被用来研究光子晶体中光子的运动。光子晶体的结构可以这样理解，正如半导体材料在晶格结点(各个原子所在的位置 )周期性出现离子一样，光子晶体是在高折射率材料的某些位置周期性的出现低折射率 (如人工造成的空气空穴 )的材料。高低折射率材料的交替排列形成周期性结构就可以产生光子带隙。 而周期排列的低折射率位点之间的距离大小不同，导致了一定距离大小的光子晶体只对一定频率的光波产生能带效应，也就是名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - -

14、- - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 4 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 只有某种频率的光才会在某种周期距离一定的光子晶体中被完全禁止传播。2.2 光子晶体的分类按照组成光子晶体的介质排列方式的不同，可以将其分为一维、 二维和三维光子晶体，其空间结构如图1 所示。图 1 光子晶体的空间结构所谓一维光子晶体是指介质折射率在空间一个方向具有周期性分布的光子晶体材料，相当于不同介质组成的多层膜材料。简单结构的一维光子晶体通常由两种介质交替叠层而成， 在垂直于介质层平面方向上介电函数是空间位置的周期性函数，而在平行于介质层平面方向上介电函数不随

15、空间位置变化。最初人们认为，由于只在一个方向上具有周期性结构，一维光子晶体的光子带隙只可能出现在这个方向上。然而后来， Joannopoulos和他的同事从理论和实验上指出一维光子晶体也可能具有全方位的三维带隙结构，因而需由二、 三维光子晶体材料制作的器件用一维光子晶体材料也可能制备出来，并且相对而言， 一维光子晶体在结构上最为简单，易于制备。因此，一维光子晶体仍具有很高的研究意义，可以用一维光子晶体去完成二维、 三维光子晶体的功能， 有望在将来的全光通讯中扮演举足轻重的角色。二维光子晶体是指在二维空间各方向上具有光子频率禁带特性的材料，它是由介质杆平行而均匀的排列组成的。这种结构在垂直于介质

16、杆的方向上(两个方向)介电函数是空间位置的周期性函数，而在平行于介质杆的方向上介电函数不随空间位置而变化。由介质杆阵列构成的二维光子晶体的横截面存在多种结构，如矩形、三角形和石墨的六边形结构等。截面形状不同， 获得的光子频率禁带宽窄也不一样。 矩形的光子频率禁带范围较窄， 三角形和石墨结构的光子频率禁带范围较宽。为了获得更宽的光子频率禁带范围，还可以采用同种材料但直径大小不同的两种介质圆柱杆来构造二维光子晶体。光子晶体光纤和光子晶体波导是二维光子晶体的特例。光子晶体光纤 (Photonic Crystal Fiber， PCF)是一种带有缺陷的二维光子晶体，它将光限制在缺陷内传播。目前研究得比

17、较多的是硅一空气结构的光子晶体光名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 5 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 纤：由空气孔和硅材料组成的规则排列的二维周期结构，然后在中心处制造出缺陷，缺陷可以是各种形状的空气孔或实心的石英。PCF光损耗小， 具有特殊的色散和非性特性，在光通讯领域具有广泛的应用前景。光子晶体波导也是一种带有缺陷的光子晶体，它体积小， 易集成，可实现光波的低损耗大角度弯曲。 光在通讯领域中的优势是其他物质很难比拟的，但阻碍光器件发展的

18、主要困难是光很难控制，传统的波导纤维对光的束缚能力差，在仅有 50的转弯处， 光场也会有超过一般的辐射损失，要实现 900的转弯几乎是不可能的。因此，要减少光场辐射损失，波导的曲率半径必须非常大，这样又会限制光通讯器件的集成度。 光子晶体波导可以克服这一困难。当在光子晶体中引入缺陷时，频率落在线缺陷中的光波将被严格限制在缺陷的方向传播，线缺陷为直线时，光波导也是直的，线缺陷成一定角度时，光波导也成一定角度。可以预见，光波导器件在未来的全光集成光路中将起到关键作用。三维光子晶体是指在三维空间各方向上具有光子频率禁带特性的材料。三维光子晶体具有全方位的光子带隙，即落在带隙中的光在任何方向都被禁止传

19、播。这一特性具有极其重要的应用前景。美国贝尔通讯研究所的Yablonovitch 创造出了世界上第一个具有完全光子频率禁带的三维光子晶体，它是一种由许多面心立方体构成的空间周期性结构， 也称为钻石结构。 不过三维光子晶体的制作相对来说比较复杂，对材料和设计加工都有很高的要求。三、光子晶体的主要性质光子晶体自诞生以来，在短短的几十年里， 迅速成为各国科学家研究的热点，主要是因为光子晶体具有光子禁带，能控制光的传播状态， 抑制自发辐射， 引入缺陷后产生光子局域等独特的性质。3.1 光子晶体的根本特征是具有光子禁带光子晶体的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。正是由于频率落在光子带

20、隙中的光子或电磁波不能在光子晶体中传播，若选择没有明显吸收的介电材料制成光子晶体，则可以反射任何方向的入射光， 反射率几乎为 100%。因此可以将光子晶体作为基底，从而大大提高平面微波天线的发射效率或反射镜的反射率， 做成极低损耗的微波天线以及光子晶体全反射镜。光子带隙的存在会带来许多新的物理现象和新的应用。3.2 光子晶体可以抑制自发辐射的特征爱因斯坦曾经认为自发辐射是不可控制的，它将不可避免的与受激辐射和受激吸收共存。 现在利用光子晶体可以改变这一论断。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，该频率的

21、光子态的数目为零， 因此自发辐射几率为零，自发辐射也被抑制。反过来，光子晶体也可以增强自发辐射，只要名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 6 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 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， 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。图 2 光子禁带对原子自发辐射的影响示意图(a)自由空间； (b)有缺陷的光子晶体中(自发辐射被抑制)；(c)有缺陷的光子晶

22、体中(自发辐射被增强) 利用光子带隙的自发辐射抑制作用， 可以极大地降低因自发辐射而导致的复合几率，降低激光器的截止电流和阈值，设计出低阈值的光子晶体激光器。3.3 光子晶体的光子局域特征John于 1987年提出：在一种经过精心设计的无序介电材料组成的超晶格(相当于现在所称的光子晶体)中，光子呈现出很强的Aderson 局域。如果在光子晶体中引入某种程度的缺陷， 和缺陷态频率吻合的光子有可能被局域位置，一旦其偏离缺陷处光就迅速衰减。 当光子晶体理想无缺陷时， 根据其边界条件的周期性要求，不存在光的衰减模式。 但是一旦晶体原有的对称性被破坏，在光子晶体的禁带中央就可能出现频宽极窄的缺陷态。如果

23、在完整的光子晶体里引入线缺陷，就形成了波导结构。 频率在光子带隙里的光波将被限制在波导内传播，这是一种全新的不依赖全反射的导光机制。普通的光纤在大角度的弯折处， 能量将泄漏一半以上， 而光子晶体里同样弯曲的波导，损耗只有 2%。由于优良的光波导性能，光子晶体可能在未来的全光集成回路中起关键作用。如果在完整的晶体里引入点缺陷， 则形成光子带隙内的缺陷态，可以制成品质因子非常高的光子晶体微腔。3.4 光子晶体具有负折射效应利用光子晶体负折射效应制作成的超透镜，能突破传统成像的“ 衍射极限 ” ，极大地提高成像分辨率， 从而对微细结构实现 “ 完美成像 ” ，如果应用在核磁共振成像(MRI)领域，可

24、将辐射集中在病人患部进行成像，减少电磁波对病人的整体辐射。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 7 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 四、光子晶体的研究现状4.1 理论研究方法光子晶体提出来之后， 人们迅速在理论上和实验研究上给予高度重视，并且两者同时得到很快的进展。 在理论上， 人们最初利用标量波理论进行计算，即单独考虑光场的某一个分量， 忽略了各个场量在麦克斯韦方程中的祸合，因此理论结果和实验结果有很大的差别。随后，人们发展了几种矢量波方法，

25、如平面波展开法、时域有限差分法、传输矩阵法等。计算表明，这些方法的计算结果与实验结果在一定程度上保持一致， 这是因为麦克斯韦方程精确地描述了光场的存在形式，并且光子之间不像电子那样存在相互作用，在理论上不存在近似。近些年来，光子晶体的理论研究取得了令人瞩目的进展，在众多的理论研究方法中，下面列举几种使用比较广泛的计算方法：（1）平面波展开法这是光子晶体的计算中使用最早的一种，也是用的最多的一种方法。 它是应用布洛赫定理把介电函数的电场或磁场用平面波展开，将麦克斯韦方程组化成一个本征方程， 求解本征方程即可得到光子能带，这种光子晶体的能带计算方法实际上是套用了电子能带的方法， 并在平面波展开方法

26、的基础上进一步套用了缀加平面波方法、紧束缚方法等，在处理有缺陷的情况时，若采用平面波方法，则要用超原胞， 需要很大数目的平面波。 紧束缚方法可以克服这个困难，这种方法的优点是思路清晰， 易于编程； 缺点是计算量正比于所用波数的立方，因此对于光子晶体的结构复杂或处理有缺陷的体系需要大量的平面波，可能因为计算能力的限制而不能计算或者难以准确计算。如果介电函数不是常数而随频率变化，就没有一个确定的本征方程形式，而且有可能在展开中出现发散导致根本无法求解。(2)传输矩阵法这种方法最早由Penddry 和 Macknnino 发展起来的，并十分成功的应用于LEED 实验分析和有缺陷的光子晶体中。其实质上

27、，是把电场或磁场在实空间格点位置展开，将麦克斯韦方程组化成传输矩阵形式，同样变成求解本征值问题。传输矩阵表示某一层面格点的场强与近邻的另一层面格点场强的关系，它假设构成空间中同一个格点层面上有相同的态和相同的频率，这样可以利用麦克斯韦方程组将场从一个位置外推到整个晶体空间。这种方法对介电函数随频率变化的金属系统特别有效，由于传输矩阵小，矩阵元少，计算量较前者大大降低，只与实空间格点数的平方成正比， 精确度也非常好， 而且还可以计算反射系数和透射系数。(3)多重散射法这种方法将具有带隙结构的光子晶体作为散射体置于开放系统中，当电磁波与散射体相互作用时， 研究目标的散射、 吸收和透射特性等。 入射

28、电磁波与物体名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 8 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 作用要产生散射波， 散射波与入射波之和满足媒质不连续面上切向分量连续的边界条件，因此在物体所在区域直接计算入射波和散射波之和的总场更为方便。将电磁场量分别向一阶Besesl Hankel函数作展开， 又因为麦克斯韦方程是线性的，故总场散射场和入射场部分都分别满足麦克斯韦方程，通过求解展开系数可求解散射波幅，传输系数等。这种方法对某些特殊问题的效果还是不错的。(

29、4)时域有限差分法这种方法直接把含时间变量的麦克斯韦方程在Yee 氏网格空间中转化为差分方程。在这种差分格式中， 每个网格点上的电场或磁场分量仅与它相邻的磁场或电场分量及上一时间步该点的场值有关，在每一时间步计算网格空间各点的电场和磁场分量， 随着时间步的推进， 即能直接模拟电磁波的传播及其与物体的相互作用过程。由于在差分格式中被模拟空间电磁性质的参量是按空间网格给出的。因此，只需对相应空间点设定适当的参数，对介质的非均匀性、各相异性、色散特性和非线性等结构均能很容易地进行精确模拟。这种方法的优点是简单直观，容易编程，且大大减少计算量，节省计算机内存。(5)N 阶(orde-rN)法这是引自电

30、子能带理论的紧束缚近似的一种方法，由Yee 在 1996 年提出的时域有限差分法 (FDTD)发展来的。基本思想是：从定义初始时刻的一组场强出发， 根据布里渊区的边界条件， 利用麦克斯韦方程组可以求出场强随时间的变化，从而最终解得系统的能带结构。 具体做法；通过傅立叶变换先将麦克斯韦方程组变化到倒格子空间， 用差分形式约简方程组， 然后再作傅立叶变换， 又将其变换到实空间， 得到一组被简化了的时间域的有限差分方程。这样，原方程可以通过一系列在空间和时间上都离散的格点之间的关系来描述，计算量大大降低， 只与组成系统的独立分量的数目N 成正比。但是在处理Andesron局域和光子禁带中的缺陷态等问

31、题时，计算量剧增，这种情况下传输矩阵法比较方便。上述的理论计算方法只是给定的光子晶体的结构组成后才能定量定性地得出准确的结论。虽然我们知道几个参量(如介电函数比、填充比、晶格结构等)对光子禁带有影响，但 “到底是什么物理机制在光子禁带的形成中起了决定作用？”也就是怎样从物理上定性、定量或者半定量地分析和设计光子禁带?尚未有正确答案。例如，如果要得到一定频率范围内的光子禁带，我们应该找什么样的光子晶体结构组成呢？由于这方面的研究迄今不过十余年，所以还有大量的工作需要人们去做。4.2 应用领域（1）平面微波天线由于频率落在光子带隙中的光子或电磁波不能在光子晶体中传播，因此选择没有吸收的介电材料制成

32、的光子晶体可以反射从任何方向的入射光，反射率几乎名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 9 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 为 100%，这与传统的金属反射镜完全不同。传统的金属反射镜在很大的频率范围内可以反射光，但在红外和光学波段有较大的吸收。在微波、毫米波集成回路中， 平面天线是很重要的角色， 它将信号从芯片辐射入自由空间。 普通的平面天线由于衬底的透射等原因，发射向空间的能量有很多损失。如果用光子晶体作天线衬底，若天线的驱动频率在带隙内，那

33、么，不论以任何角度辐射的功率都不会进入衬底，因为沿导体一衬底界面， 整个衬底部分的半球内， 辐射都不被传播。 所以用光子晶体作平面天线的衬底，会极大地增加天线的辐射强度、辐射效率和择向性。Brown 等人首先在光子晶体衬底上制作了平面天线，实验证实通过布拉格散射，光子晶体内部消除了天线辐射，这样辐射不被衬底吸收。 接着又用带隙互相重迭的光子晶体按一定顺序堆起来，获得超宽带隙光子晶体， 以用作高效宽带天线的衬底。以前人们一直认为一维光子晶体不能作为全方位反射镜，因为随着入射光偏离正入射，总有光会透射出来。但最近Fink 等人的理论和实验结果表明，选择适当的介电材料，即使是一维光子晶体也可以作为全

34、方位反射镜。高发射率小型微波天线传统的小型偶极平面微波天线是以GaAs做基底材料的，其发射效率只有 2% ，而 98的能量被基底吸收或者散射消耗掉。如果采用光子晶体做基底材料，对于频率处于光子带隙范围内的电磁波，光子晶体的表面是一个理想的反射面，光子晶体基底几乎不消耗能量。 这样天线所发射的电磁波均被发射到空间中，从而大大提高了天线的发射效率。（2）宽带带阻滤波器和极窄带选频滤波器利用光子晶体的光子频率带隙特性可以实现对光子的极优良的滤波性能。这是由于光子晶体的滤波带宽可以做的比较大，金刚石结构的光子品体的滤波带宽可以做到中心频率的20%， 而由 Gupta等人所提出的金属介质复合型光子晶体可

35、以将从低频（频率接近0Hz）直到红外波段的电磁波完全滤掉。这种大范围的滤波作用利用传统的滤波器是难以实现的。另外研究发现， 当光子晶体中的某些单元被取消而造成缺陷时，就会使得光子晶体的光子频率带隙出现一些“可穿透窗口”，即光子频率带隙内的某些频率会毫无损失地穿过光子晶体。 光子晶体的这一特性可以用来制作高品质的极窄带选频滤波器。（3）光子晶体微腔光学微腔是指具有高品质因子而尺寸小至与谐振光波波长相比拟的光学微型谐振腔。但由于其尺寸特别小， 用传统的谐振腔制作方法来制造微腔是相当困难的。而且在光波波段，传统的金属谐振腔的损耗相当大，品质因数值很小。而光子晶体微腔的品质因数可以做得很高，是采用其他

36、材料制作的皆振腔所无法达名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 10 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 到的。在光子晶体中引入缺陷可能在光子带隙中出现缺陷态，这种缺陷态具有很大的态密度和品质因子。人们通过在完整光子晶体中引入一个点缺陷来实现光限制。点缺陷可以是在晶体中心的某个局部点改变原子的介电常数、尺寸，或者是把它从晶体中移走。从晶体中移走一个原子，就形成了一个由反射镜围成的腔，如果腔的尺寸正适合容纳一个处在带隙内的模式，就将这个模式 “钉”在了

37、缺陷处。如果这个模式与传播模有非零的耦合，能量就会从谐振方向漏泄出去，一般用腔的品质因子 Q 描述这一特性。1991 年，Yablonvitch 等人通过在三维光子晶体中引入一个点缺陷制作出了第一个光子晶体微腔。两年后，smith 等人用二维光子晶体也作成了高品质因子微腔，在 1018GHz 波段， Q 值达到 1000 左右。 1996 年，Lin 等人报道，他们设计出的类似量子阱和量子盒结构的二维光子晶体谐振腔，在毫米波段， 品质因子 Q 值可达 23000。目前实验中己经可以在微米及亚微米尺度下用Si 或 IV、V主族的半导体材料加工出微腔。1999 年，Painter等人在 Scien

38、ce 上报道了一个更小的、 垂直发射的二维缺陷光子晶体微腔激光器，如图所 1 示。他们先用离子刻蚀方法刻出二维缺陷光子晶体的图形，再用湿法腐蚀， 把多量子阱下面的衬底挖空。得到的光泵激射谱的激射波长为1.504 m，阀值功率为 6.75mw。图 1 光子晶体微腔的俯视图和剖面图光子晶体微腔引起特别注意的原因是它对光集成有着重要的意义。它们可以用来制作密集的微腔阵列， 构建高密度、 多波长的光路， 可制作新型耦合谐振波导，以及应用在激光器、光发射二极管中。（4）光子晶体波导光波导是光电集成回路中光子器件间的“导线”。传统的介电波导可以支持直线传播的光，但在拐角处光会通过辐射模而损失能量。弯角的曲

39、率半径减小时，它的损耗也随指数增长。 所以在密集光电集成器件中， 弯折波导形成的损耗将非名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 11 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 常大。目前使用的低损耗器件， 其波导弯曲的曲率半径都很大，通常在 10mm 左右，这就影响了微型化和高密度集成。理想的材料是既有电介质那样低的本征损耗，又具有金属的反射特性。 光子晶体恰好满足这一条件，所以人们认为光子晶体在超小光回路或光集成回路上将有巨大的应用前景28-36。人们首

40、先从理论上预言了光子晶体波导的这些特性，光子晶体波导不仅对直线路径而且对转角也有很高的效率，后来的实验证实了理论预言。 用光子晶体做光波导的基本思想是： 在完美的光子晶体中， 按波导形状引入线缺陷， 当光的频率在光子带隙内时， 因为没有扩展的模式可供耦合，光被限制在波导内传播； 或者在传统波导的弯折处设置光子晶体波导，以改善弯角处的波导性能。如图2所示，从一块排布完好的二维光子晶体中，移去一些介质棒或将一排空腔充以原介质都可以制成一个具有线缺陷的光子晶体。如果用前一种方法， 可以得到缺陷态对应频率与波矢的对应关系，如图 3 所示。由于它并不依赖全反射， 所以在转角处可以有效地减少能量损失。在转

41、角为90 度的情况下，这种波导也仅有2%的损失，90%的能量都传输到另一端，而在相同条件下，传统波导的能量损失高达 30%。由 Kim 等人设计的耦合光子晶体的硅波导，其直角传输效率达到了99.4%。我们可在光纤的曲率半径较小处以光子晶体波导取代光纤，这样既可有效减小损失，又易于实现。图 2 二维光子品体制作的光子晶体波导图 3 光子晶体波导中频率与波矢的对应关系（5）光子晶体偏振片传统的偏振器只对很小的频率范围或某一入射角度范围有效，体积也比较大，不容易实现光子集成。 最近发现可以用二维光子晶体来制作偏振器。在二维光子晶体中，电场方向不同的偏振TE 模式和 TM 模式有不同的能带结构，存在不

42、同光子带隙。 如果使它们的带隙完全错开， 那么当一束频率处于带隙中的自然光入射晶体时， 其中一种偏振模式的光将被禁止传播，出射光只有另一种偏振模式，而且，如此获得的偏振光的偏振度和透射率都非常高。这种光子晶体偏振器有传统的偏振器所没有的优点：可以在很大的频率范围工作，体积很小， 很容易在 Si 片上集成或直接在Si 基上制成。（6）光子晶体超透镜名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 12 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 利用光子晶体负折射效应制

43、作成的超透镜，能突破传统成像的 “衍射极限”，极大地提高成像分辨率，从而对微细结构实现“完美成像”，如果应用在核磁共振成像 (MRI) 领域，可将辐射集中在病人患部进行成像，减少电磁波对病人的整体辐射。光子晶体还有许多应用背景，如无阈值激光器、光开关、光放大、滤波器等新型器件。随着对这些新现象新效应了解的不断深入和光子晶体制作技术的改进，光子晶体的应用将会越来越广泛。由于其具有巨大的应用价值，并对未来的光时代具有重要意义 ,越来越多的研究人员进入这个研究领域。光子晶体正处于深入研究和应用推广阶段,科学家们预言光子晶体将给人类带来不亚于微电子革命所带来的深刻影响。 光子晶体的研究、 开发和应用将

44、会成为未来世界经济发展的一个新的生长点，尤其在新型光子晶体的研制方面， 具有很高的学术研究价值。五、前景展望5.1 光子晶体光纤飞秒激光技术1、发展过程超短脉冲激光技术从20 世纪 80 年代开始，经历染料飞秒激光和固体飞秒激光的发展，开辟了飞秒激光的应用时代。但其昂贵的成本、庞大的结构、复杂的操作严重阻碍了飞秒激光应用的普及化。所以，探索新机理， 突破现有飞秒激光局限，研制新一代飞秒激光技术成为世界范围内热门研究课题。随着光子晶体光纤(PCF)的问世， 新一代飞秒激光技术的研究开始蓬勃发展起来。2004年 Moenster等将 Nd3+离子掺人光子晶体光纤中，该光纤纤芯直径7 m，在 106

45、0nm 处呈现负色散，利用半导体可饱和吸收镜(SESAM)实现了被动锁模。 2006 年丹麦和芬兰的科学家利用全固态带隙结构的增益光子晶体光纤初步实现了具有增益、色散、非线性三位一体的全光纤锁模激光器，从此开始了光子晶体光纤飞秒激光器研究的新趋势、新潮流。但是上述光子晶体光纤均为较小芯径结构，输出功率只有几十毫瓦。 为了突破小纤芯带来的输出功率限制， 将掺 Yb3+大模场面积 (LMA) 光子晶体光纤作为增益介质， 则成为提高输出功率的关键新技术。 2007年， 德国 Limpert 小组的 B.Ortac等利用双包层大模场面积光子晶体光纤实现了孤子锁模，获得了平均功率880mW，单脉冲能量

46、16.5nJ ，脉冲宽度 500fs的稳定锁模，其单脉冲能量等技术指标已经达到普通的t 钛宝石飞秒激光器的水平， 并且正在迅速向微焦耳量级迈进。天津大学超快激光研究室也同步开展了这一领域的研究，并利用偏振型大模场面积光子晶体光纤实现了孤子锁模及全正色散锁模运转，分别得到19nJ 和50nJ的单脉冲能量输出。在振荡级研究开展的同时， 将大模场面积光子晶体光纤用于飞秒激光放大器名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 13 页，共 29 页 - - - - - - - - - -

47、- 的研究也很快展开。 2003年 LimPert 等利用纤芯直径为28 m的掺 Yb3+双包层大模场面积光子晶体光纤为放大器的增益介质，采用后向抽运方式， 得到了平均功率 6W，重复频率 73MHz，脉冲宽度 100fs左右的脉冲输出。实验中使用的光纤不但在纤芯实现单模，而且利用了“空气包层”技术使外包层几乎为空气，数值孔径增加到 0.55，增大了抽运光的耦合效率和吸收系数。2004 年该小组又利用纤芯直径为40 m的该种光纤放大被动锁模的Nd: YVO4振荡级输出的皮秒脉冲， 得到平均功率 48W， 重复频率 80MHz， 脉冲宽度 10ps的输出。2005年 IMRA公司利用纤芯为 40

48、 m掺 Yb3+双包层光子晶体光纤作为主放大的增益介质，得到了单脉冲能量为100 J，重复频率 100kHz，脉冲宽度 650fs 的输出，在该实验中利用了自相位调制的非线性惆啾补偿系统中三阶色散失配。同年F.Roser等利用基于掺Yb3+大模场面积双包层光子晶体光纤的惆啾脉冲放大系统，得到了平均功率 13lw，重复频率 73MHz，脉冲宽度 220fs 的输出，这是目前为止得到的最高平均功率。2007年该小组又利用纤芯为80 m的 LMA-PCF 得到了单脉冲能量为 1.45mJ，重复频率 50kHz，脉冲宽度 800fs 的输出，这是目前光纤飞秒激光器输出的最高单脉冲能量。 天津大学超快激

49、光研究室利用同样的单偏振大模场面积光子晶体光纤为增益介质， 研制了全光子晶体光纤的飞秒激光放大系统，获得了平均功率 23W，脉冲宽度 110fs，重复频率 47MHz 的飞秒激光源。在追求高平均功率、 高单脉冲能量的同时， 对更短脉冲输出的探索也没有停止。2008年 Zaouter等利用纤芯为 80 m 的 LMA-PCF 为增益光纤，种子脉冲没有展宽，直接耦合到增益光纤中放大， 在得到增益的同时利用自相位调制效应展宽脉冲光谱，结合系统中三阶色散(TOD)和自相位调制 (SPM)引人的非线性惆啾之间的相互补偿， 得到压缩后脉冲宽度49fs 的输出。由于 Yb3+增益带宽的限制，在 1040nm

50、 附近只能提供 30nm 左右的带宽， 可以支持 53fs 的傅里叶变换极限脉冲宽度。如果将脉冲的中心波长推至1060一 1100nm附近就可以得到 50nm 的带宽，可以支持更短的脉冲宽度。 如果要得到更短的脉冲 (如 10fs)，则需要 SPM 的引人来提供更大的带宽， 但是同时需要一定的补偿手段来消除多种非线性效应带来的非线性惆啾。 这是目前努力的方向。 国内相继开展了光子晶体光纤飞秒激光放大器的研究，王清月教授领导的课题组开发的全光子晶体光纤飞秒激光放大系统输出平均功率 16W，脉冲宽度 39fs 的最短脉冲记录。2、掺杂光子晶体光纤光子晶体光纤是一种由单一材料构成，包层中具有周期性微

51、米量级空气孔结构的新型光纤， 其所具有的独特性质来源于包层中的二维光子晶体结构，这种结名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 14 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 构以先前不可能达到甚至不可能想象的方式将光控制在光纤纤芯中，构成了光子晶体光纤不同于甚至优于传统光纤的特性，为克服传统光纤发展中的一些技术障碍提供了可能的解决途径。 基于单一材料构成和空气孔结构，光子晶体光纤具有极灵活的可设计性。 通过改变空气孔结构， 可以得到不同传输特性的光子晶体光

52、纤，如极大单模场、 增强数值孔径、 增强非线性等多种可应用于飞秒激光技术中的光纤结构。到目前为止出现的光子晶体光纤按传输特性可以分成两大类:折射率引导型和光子带隙型， 分别基于全内反射效应和光子带隙效应导光。为了将光子晶体光纤应用在激光器中， 需要在纤芯区域掺人激光增益介质，这就限制了部分中空结构的光子晶体光纤作为激光器增益介质。当然中空结构的带隙型光子晶体光纤依然可以作为色散补偿器件应用到飞秒激光器中。目前基于上述两种导光机制的增益光子晶体光纤已经设计出来并被成功应用到锁模光纤激光器中。图 1 给出了几种常见的增益光子晶体光纤的端面结构图。其中(a)和(b)分别为最典型的光子晶体光纤结构，(

53、a)基于全内反射机制，有空气孔结构的区域降低了折射率构成包层，而(b)则基于光子带隙机制，包层中周期性分布的高折射率棒形成了带隙结构。增益介质掺杂于纤芯中，(a)型光纤基于包层空气孔结构带来的反常色散能够在激光工作波段用于色散补偿，因此飞秒激光技术中所需的三大必要功能元件 :增益、色散和非线性可同时由光子晶体光纤完成。而(b)型光纤不仅能提供 (a)型光纤的三大必要功能，且因其全固态结构，能够更方便和低损耗地同标准光纤器件熔接， 从而构建极其简易和紧凑的全光纤飞秒激光器。但是(a)和(h)型光纤仍然受限于纤芯尺寸大小，不能够产生高功率的飞秒激光脉冲。利用空气包层技术和无截止单模技术，可以构成具

54、有很高数值孔径的抽运光包层和很大模场面积的激光纤芯，如图 1 中(c)，(d)和(e)型光纤。支撑壁细到百纳米尺寸的抽运光包层能够提供高达0.6-0.9 的数值孔径，从而能够极大地提高抽运光耦合效率。而纤芯区域的无截止单模结构使其芯径能扩大到40 m (c)型光纤、甚至 100 m(d)型光纤，大大提高了光纤飞秒激光器可输出的脉冲能量和平均功率。在无截止单模结构中加入偏振应力材料，则能够形成单一偏振模式传输的大模场光子晶体光纤，如 图 1(e)所示。如果需要进一步提高有效模场面积，多芯光子晶体光纤提供了一种新的解决方案。这种结构的光子晶体光纤不仅能进一步提高有效模场面积， 而且由于各个芯之间离

55、散、 应力问题也得到了缓， 从而能在功率光纤激光器的应用中进一步提高运转功率，推迟增益饱和， 并有效降低非线性效应的影响，其中一种典型的7 芯结构 如图 1(f)所示。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 15 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 1 几种增益光子晶体光纤端面图3、光子晶体光纤飞秒激光振荡器在上述多种结构的增益光纤中，最近的研究主要基于掺Yb 偏振型大模场面积光子晶体光纤 (Crystal Fibre A/S，丹麦 )，即 图

56、l 中(e)所示。该光纤为双包层结构，光纤的增益纤芯的单模场直径为29 m (对应的单模场面积为6602 m)，数值孔径为 0.03。光纤内包层直径为200 m ，同时作为抽运光的纤芯。光纤的外包层又称为“空气包层” ，它具有非常高的空气比，使内包层获得高达0.55 的数值孔径。这种抽运结构具有9dB/m 的抽运光吸收系数。在光纤纤芯附近引人与包层折射率匹配的应力产生元， 从而引起足够的双折射， 使基模的两个简并的正交偏振态分离，且其中一个偏振态的折射率低于内包层等效折射率而不满足光纤内传输的弱导条件被损耗掉， 使光纤达到偏振保持的效果。 实验中选用光纤的偏振消光比为 10dB，l060nm

57、附近的单一偏振带宽大于100nm。光纤的偏振性能对弯曲半径很敏感，实验中把光纤弯曲成直径为30cm的环以保证单偏振运转。为了防止端面反馈形成自激振荡，影响稳定锁模运转，光纤的两端面均打磨成80。激光器主要采用线型腔结构，其实验装置如图 2 所示。采用波长为976nm的大功率激光二极管 (LD) 直接抽运该光纤，抽运光通过纤芯直径为200 m，数值孔径为 0.22 的尾纤输出，经过非球面透镜祸合进大模场面积光子晶体光纤。利用对波长为 976nm 的抽运光高透， 对波长为 1.04 m的激光高反的双色镜分离激光与抽运光。 全反镜和 SESAM 作为两个腔镜。 全反镜采用曲率半径为750mm的凹面反

58、射镜，这一曲率有利于提高激光反馈至光纤纤芯的效率。SESAM 基于GaAs/AlAs 布拉格反射镜上低温分子束外延技术生长的InGaAs 量子阱结构，用于启动锁模。它在 1.04 m附近的线性吸收率为65%，调制深度为 35%，饱和通量为 202Jcm， 吸收恢复时间小于500fs。 利用焦距为 11mm 的非球面透镜聚焦，名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 16 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 通过改变会聚光斑的尺寸获得启动锁模所需的能量密

59、度。谐振腔另一端的双色镜后面依次插人半波片及偏振分束器， 通过旋转半波片确保只激发沿光纤慢轴偏振的模式。利用另一对半波片和偏振分束器调整激光器的耦合输出率，偏振分束器的导出端作为激光器的输出。 实验中通过旋转半波片， 使激光器的输出率保持在90%，这样既能最大限度地导出腔内功率，又能把SESAM 上的平均功率控制在比较低的水平，有效避免对SESAM 的热损伤。由于线形腔内同时存在沿两个方向传播的脉冲， 需要在两个偏振分束器之间加人法拉第旋光器，从而保证仅在单一方向存在高耦合输出率，使激光器高效率运转。激光器有效腔长约为3m，获得的锁模脉冲序列重复频率约为50MHz。利用上升时间为200ps 的

60、高速响应光电二极管和采样频率为4GHz 的示波器探测锁模脉冲序列， 同时可以监测激光器的多脉冲运转。 利用一对 600线/mm 的表面镀金的闪耀光栅作为色散补偿，通过光栅对间距改变的负色散量来控制腔内净色散，从而达到控制腔内锁模脉冲动力学过程，成功获得了孤子锁模、呼吸孤子锁模以及全正色散锁模等三种状态。图 2 激光器实验装置图（1）孤子锁模状态大模场面积光子晶体光纤的色散接近于其材料色散，在1 m 波段为。0.019ps2/m。一个腔循环周期之内，激光脉冲两次通过1.5m 长的光纤，产生0.057ps2的正常色散。首先选择光栅对的间隔为6.5cm，人射角度为 300，激光脉冲经光栅对两次反射产

61、生一0.095ps2的反常色散。因此激光脉冲一个腔循环周期内共获得一 0.038 ps2的反常色散，此时激光器运转在孤子锁模域。激光器在输出功率为 200mw 时开始出现调 Q 锁模，继续增加抽运功率，并调整SESAM 上的光斑尺寸， 使其达到饱和能量密度， 获得了稳定的连续锁模。 触碰光纤及敲击光学平台都不会对锁模造成影响，体现了偏振光纤优良的环境稳定性。重新打开激光器，只需要恢复抽运功率就可以获得稳定锁模运转。输出平均功率最高达到900mw，单脉冲能量为19nJ。测量得到的激光器在单脉冲稳定运转时的输出光谱如图 3(a)所示。 由图中可以看出，光谱的中心波长为1038nm， 3dB 带宽为

62、 6nm。对数坐标下的光谱具有明显的成对出现的Kelly 边带，这是由激光器的周期性输出对孤子波的调制引起的， 是孤子锁模的典型特征。 激光器输出脉冲的自相关曲线如图 3(b)所示，利用双曲正割函数拟合，脉冲宽度为518fs、 ，脉冲的时间带宽名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 17 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 积为 0.87，是变换极限的 2.76 倍。进一步经腔外压缩可至120fs，通过进一步优化腔内色散，可以获得更窄的脉冲。图 3

63、孤子锁模状态下激光器输出的脉冲光谱(a)和自相关曲线(b)。(a)中插图为对数坐标下的光谱（2）呼吸孤子锁模状态缩短光栅对的间隔到4.3cm，在人射角度为300情况下，激光脉冲经光栅对两次反射共产生一0.064ps2的色散量。大模场面积光纤的色散为0.019psZ/m，两次通过光纤共产生0.057 ps2的色散量。因此，激光脉冲在一个腔循环周期内共获得一 0.007 ps2的反常色散，此时光纤激光器运转在呼吸脉冲锁模状态。激光器在抽运功率为 4.6W 时实现自启动锁模， 输出功率为 250mw。输出平均功率最高达到 400mw，其单脉冲能量为8.5nJ。测量得到的激光输出光谱如图 4(a)中曲

64、线 1 所示，插图所示为所有光谱的对数坐标形式。光谱的中心频率为1045nm，谱宽为 15nm。直接输出激光脉冲的自相关曲线如图4(b)所示，为 500fs、(假设高斯脉冲形状 )。输出脉冲在腔外利用光栅对补偿色散，压缩至98fs，获得了变换极限的脉冲， 图 4(b)中插图给出了压缩后脉冲的干涉自相关曲线。减小光栅对的间距至 4.1cm，腔净色散为一0.004ps2，此时激光器依然保持稳定锁模，如图4(a)中曲线 2 所示。当进一步减小腔内净色散量时，锁模开始变得不稳定，并容易形成多脉冲及出现束缚态锁模。在谐振腔的零色散点处，无法获得稳定锁模。继续减小光栅对的间距，激光器过渡到正色散域，并重新

65、实现稳定的锁模运转。此时，光栅对的间距为3.6cm，产生一 0.054 ps2的反常色散，一个腔循环周期的净色散为 0.003 ps2。测量得到的激光输出光谱 如图 4(a)中曲线 3 所示。光谱宽度仍为 15nm，不过光谱形状与负色散域明显不同，光谱形成陡峭的两沿，这是正色散域锁模的显著特征。输出脉冲同样在腔外利用光栅对补偿色散，压缩至160fs。可以看出，正色散域的脉冲在腔内传输时，脉冲宽度的展宽一压缩率比负色散域高 1 倍，因此有效降低了峰值功率，可以实现更高的单脉冲能量输出。实验中获得了 500mw 的平均功率输出，对应的单脉冲能量为10.6nJ。继续减小光栅对的间距，激光器由呼吸脉冲

66、锁模域过渡到全正色散锁模域(图 4(a)中曲线 4名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 18 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 和 5 所示)，并可以获得更高的单脉冲能量，但是由于脉冲前后沿具有非线性惆啾，压缩后的脉冲宽度比呼吸脉冲锁模域宽得多。图 4 呼吸孤子锁模状态下不同净腔内色散条件时激光器输出脉冲的光谱(a)和最短脉冲时自相关曲线(b)，(a)中插图为对应对数坐标下的光谱，(b)中插图为腔外再压缩之后的自相关曲线（3）全正色散锁模状态在不

67、使用任何腔内色散补偿元件的情况下，也能实现激光器的稳定锁模运转，即全正色散锁模。通过增加抽运功率及仔细调节SESAM 上的会聚光斑的大小，在输出功率500mw 的情况下，激光器出现调Q 锁模。在输出功率800mw时达到稳定连续波锁模的阑值。抽运功率增加至12W 时，最高得到2.5W 的平均功率输出，对应单脉冲能量为50nJ。继续增加抽运功率，激光器进人多脉冲运转状态。 在全正色散锁模域， 由于激光器谐振腔内没有反常色散，其直接输出脉冲具有强烈的惆啾， 脉冲宽度在皮秒量级， 对应几个纳米的频谱宽度。 激光器稳定工作在 2.5W 输出功率的情况下，其输出脉冲的光谱如图 5(a)所示，光谱的半峰全宽

68、为 5.2nm，具有陡峭的两沿，这是全正色散锁模的典型特征。激光器输出脉冲的自相关曲线如图5(b)所示，利用高斯函数进行拟合， 测量的脉冲半峰全宽为 4.2ps。 腔外两次通过一对平行放置的600 线/mm 的闪耀光栅进行色散补偿，光栅表面镀金以提高衍射效率，压缩后平均功率为1.7W，脉冲形状 如图 5(b)中插图所示，脉冲半峰全宽为410fs，脉冲被压缩了 10 倍，这说明激光脉冲具有较大的线性惆啾。压缩后脉冲的时间带宽积为0.6，是变换极限的 1.36倍。脉冲两沿存在没有被补偿的基底， 说明自相位调制展宽光谱和增益带宽限制的共同作用过程在脉冲两沿积累了非线性惆啾。名师资料总结 - - -精

69、品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 19 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 5 全正色散锁模状态下激光器输出脉冲的光谱(a)和自相关曲线(b)，(b)中插图为腔外再压缩脉冲的白相关曲线（4）光纤自由输出激光腔上述激光器中仍然包含了大量的自由光路偏振控制器件，使激光器结构相对复杂。因此我们进一步简化了这种激光器的腔型结构，直接将大模面积光子晶体光纤一个端面塌陷打磨成0 度角，利用其自身的反馈获得了激光振荡，省去了复杂的偏振元件和输出器件。并通过调节腔内滤波程度，实现了

70、从宽带滤波(wide filtering，WF)锁模至窄带滤波 (narrow filtering ，NF)锁模的连续可调谐。光纤打磨成 0 度角的一端 如图 6 中插图 (a)所示，直接作为输出端，其有光滑平整的表面(如图 6 中插图 (c)所示)，输出率约为 96%，并利用该端面的反馈与SESAM 形成激光谐振腔。抽运光祸合端的光纤端面研磨成8o角(如图 6 中插图 (b)所示).用以防止自激振荡的产生。双色镜DM2在 20o入射时对中心波长976nm 的抽运光透过率大于 95%，同样角度下对中心波长1037nm的激光反射率大于99%，其作用是分离抽运光和激光， 让抽运光充分耦合入光纤，

71、同时使激光充分反射而不至于反馈回 LD 而将其损坏，同样的双色镜DM2用于折叠光路。激光器输出模场截面如图 6 中插图 (d)所示，是具有良好光束质量的基模模场。腔内正色散主要来自光纤的材料色散， 为 0.019ps2/m，一个循环周期内共产生0.038 ps2/m 的色散量。如果利用一对600 线/mm 的镀金闪耀光栅进行色散补偿，光栅对间距为2.5cm，经计算，提供的负色散量约为0.0904 ps2，于是腔内的净色散量为0.0524 ps2，激光器工作在负色散锁模区。由于光栅的衍射效率对偏振敏感，因此需要在光栅对前放置半波片， 通过调节半波片使得人射光的偏振方向与光栅衍射效率最高的偏振方向

72、一致。 利用聚焦用的非球面透镜调节SESAM 上汇聚光斑大小，并调节光栅对的角度，可以获得稳定的锁模运转。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 20 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 6 光纤自由输出的锁模激光器结构示意图，(a)和(b)分别为 0o 和 8o 端塌陷区图 . (b)图为端面 .(c)图为塌陷打磨后的光纤端面.(d)图为激光器输出光束质量该激光器还可以实现飞秒锁模状态到皮秒锁模状态的时域可调谐，这种调谐特性是由激光器中的滤波机

73、制实现的。经过光栅到达SESAM 后，光束截面由圆形被拉伸成椭圆形，这对应于激光频率成分在空间中展开。微调SESAM 的角度或光栅对的角度，让大部分频率成分返回光纤参与锁模，则可以实现宽带(WF)锁模，激光器工作在飞秒锁模状态；若只有少部分频率成分返回光纤参与锁模，则可以实现窄带 (NF)滤波锁模， 激光器工作在皮秒锁模状态。 宽带锁模状态下的光谱较宽，直接输出脉冲宽度为飞秒量级。 这种锁模状态所能支持的最大平均输出功率为 2.2W，对应单脉冲能量29.3nJ，其光谱形状和脉冲自相关曲线分别如图 7(a)，(b)中 A 曲线所示，频谱宽度约为6nm，并具有明显的孤子边带，脉冲宽度为 367fs

74、。进一步经过腔外色散补偿，可以将脉冲宽度压缩至253fs。通过调节 SESAM 角度或光栅对角度，减小滤波带宽，获得稳定锁模的起始抽运光阂值提高，锁模光谱宽度变窄，脉冲宽度加宽。图 7(a)，(b)中 B 曲线分别给出了一组输出平均功率为 3.SW的锁模脉冲光谱形状和自相关曲线， 光谱宽度约为 4nm，脉冲宽度为 430fs。进一步减小滤波带宽，可实现窄带锁模，此时锁模光谱较窄，直接输出脉冲宽度为皮秒量级。这种锁模状态所能支持的最大平均输出功率为4W，对应单脉冲能量53.3nJ，其光谱形状和脉冲自相关曲线如图7(a)，(b)中 C曲线所示，频谱宽度约为2nm，脉冲宽度为 1.14ps 。名师资

75、料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 21 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 7 从宽带滤波锁模向窄带滤波锁模过渡的脉冲光谱和自相关曲线变化A 为输出平均功率2.2W 的宽带滤波锁模状态.B 为平均功率3.5W 的中间状态，C 为平均功率通W 的窄带滤波锁模状态4 光子晶体光纤飞秒激光放大系统为了获得更高功率的飞秒激光脉冲，可以利用振荡器输出的种子光进行放大。光子晶体光纤飞秒激光放大系统装置如图 8 所示，框图中上半部分为振荡级部分。输出种子光的振

76、荡级采用孤子锁模方式。放大级使用相同的增益光纤，采用后向抽运方式，使用波长为976nm 的大功率激光二极管作为抽运源，抽运光通过纤芯直径为 200m，数值孔径为 0.22 的尾纤输出，经非球面镜 (AL) 耦合到增益光纤中。振荡级的种子光经过隔离器和双色镜DM4，DM5进人放大级，隔离器和双色镜都起隔离作用， 前者防止种子光反馈进人振荡级，破坏锁模； 后者对 976nm 波长的光高透， 1040nm 波长的光高反，隔离残余抽运光。增益光纤具有保偏结构， 所以在种子光通过非球面镜之前需经过半波片，用以调整入射光的偏振态，使之和增益光纤偏振轴一致。增益光纤长度为2m，使种子光在放大的同时，光谱通过

77、非线性效应得到展宽。抽运光透过双色镜DM。 ，经非球面镜藕合进入增益光纤，DM6对 976nm 波长的光高透， 1010nm波长的光高反，起到隔离的效果，防止输出光进人抽运源损害二极管激光器， 该出射端的非球面镜既要提高抽运效率又要满足增益光纤输出的数值孔径匹配。输出的放大光由双色镜DM6反射，经过光栅对压缩后输出，光栅为1200 线/mm 的深刻蚀透视光栅，接近于利特罗角人射时，对波长 1040nm激光的衍射效率大于93%。光栅的衍射效率对偏振敏感，需通过调整半波片使得入射光的偏振态与光栅衍射效率最高的偏振方向一致。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - -

78、 - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 22 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 8 放大系统装置图振荡级采用孤子锁模方式， 其输出脉冲的非线性惆啾较小， 作为种子光可以减小在放大过程中的非线性相移积累。而其较窄的脉冲宽度，提高了峰值功率，增大了放大过程中基于自相位调制(SPM)带来的光谱展宽，更容易在放大级后得到窄脉冲。从振荡器输出的种子光通过隔离器之后功率为180mw，由非球面镜祸合到放大级的增益光纤中， 当抽运光功率为37W 时，输出功率为 28W(压缩后为 23W)，增益为 19.6dB，抽运效率为 40%，如图

79、 9(a)曲线 A 所示。种子光在放大的同时由于自相位调制效应展宽光谱，能够支持更窄的脉冲。 输出光谱呈振荡的多峰结构，为典型的SPM 效应，如图 9(b)所示。随着输出功率的增大，光谱峰数目增加， 外侧峰强度不断增大， 光谱随之展宽。 由于增益光纤为大模面积光纤，具有很低的非线性系数，而且SPM 效应的阂值低于受激拉曼效应，因此在当前功率水平运转时，除SPM 效应外其他非线性过程相对较弱。脉冲形状近似为高斯型， SPM 效应展宽光谱并在脉冲中部产生线性相移，脉冲输出后由光栅压缩，能够获得比种子光更短的脉冲宽度。随着光谱不断展宽， 出射脉冲的压缩率提高，脉冲压缩得更窄，如图9(a)中曲线 B

80、所示。当抽运功率在 37W 附近时，光谱宽度展宽到 47nm。直接输出的脉冲宽度为2.OPs，压缩后为 110fs，对应的相干自相关曲线如图9(b)中插图所示。进一步利用 3.5m 光纤作放大级增益介质，提高系统的非线性，在放大输出功率16w 时，可以获得腔外压缩至39fs 的激光脉冲。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 23 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 图 9(a)中曲线 A 为放大级输出经压缩后的平均功率随抽运功率的变化曲线，曲线 B

81、 为输出光经压缩后脉冲宽度随抽运功率的变化曲线; 图(b)为输出功率23W 情况下的光谱和自相关曲线(插图 ) 5 应用研究利用上述光子晶体光纤飞秒激光振荡器和放大器输出的高重复频率、高功率飞秒激光，可以进行一系列飞秒激光技术应用前沿的研究，例如用以产生高功率超连续白光、 高功率紫外飞秒激光、 高功率太赫兹辐射以及高重复频率下的飞秒激光微加工。（1）高功率超连续白光的产生将上述光子晶体光纤飞秒激光放大系统输出的飞秒脉冲藕合到零色散点在1000nm附近的非线性光子晶体光纤中，在脉冲宽度 110fs，平均功率为 4W 左右的飞秒激光作用下，获得平均功率为2.5W 的超连续光谱，光谱覆盖范围从650

82、-1550nm，如图 10 所示，其输出模场如图10 中插图，为典型的光子晶体光纤输出的六角形基模场。 输出光谱具有很好的平坦度， 进一步处理高非线性光纤耦合端使其能承受更高功率的飞秒激光，将能够获得更高功率的超连续白光输出。图 10 输出的 2.SW 超连续白光。插图为白光输出模式（2）高功率紫外飞秒激光的产生二倍频 (SH)和四倍频 (FH)的实验直接采用放大系统输出的脉宽约为110fs的飞秒激光为基频种子光，在最高平均功率输出下的峰值功率可达3.6MW，较高的峰值功率非常有利于提高倍频的转换效率。图11(a)为实验测得的二次谐波功率和转换效率随基波功率的变化曲线以及在最大功率时二次谐波的

83、光谱。由图中可知，在 20W 的基频光平均功率抽运下，二次谐波的最大功率达到8.88W，此时的转换效率为44.4%。图 11(a)中插图显示，二次谐波光谱中心波长在520nm名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 24 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 处，谱宽为 12nm。使用焦距为 100mm 的透镜将二次谐波聚焦到0.18mm 的 BBO-2 晶体上，进行四次谐波转换，可以获得260nm的紫外脉冲激光。图11(b)为紫外激光的功率和效率随二次

84、谐波功率的变化曲线以及在最大功率时的四次谐波光谱。当二次谐波功率为 8.88W 时(对应基频光功率20W)，获得最大的紫外平均功率为656mw，单脉冲能量 13nJ，此时二次谐波到四次谐波的转换效率为7.39%。图 11(b)中的插图为四次谐波的光谱， 带宽为 3.7nm， 理论上可支持 27fs的傅里叶极限脉冲 (假设为高斯形状脉冲 )。图 11(a)二次谐波功率和转换效率随基波功率变化曲线(插图为最大功率时二次谐波的光谱); (b)四次谐波功率和转换效率随二次谐波功率变化曲线(插图为最大功率时四次谐波的光谱) （3）紧凑型太赫兹辐射源基于钛宝石飞秒激光系统的太赫兹时域光谱仪(THz 一 T

85、DS)，体积庞大，成本昂贵，平均功率低，且难以移动，高功率小型化THz 一 TDS 是太赫兹技术应用的前沿方向。光纤飞秒激光器作为抽运源是THz 一 TDS 小型化的重要研究方向。光纤飞秒激光器由激光二极管直接抽运，效率高，结构紧凑，价格低廉;光束被封闭在纤芯中， 受环境影响较小， 放宽了飞秒激光器对实验环境的要求。利用光子晶体光纤飞秒激光振荡器输出的平均功率为900mw，重复频率为47.3MHz(对应于 14.snJ的单脉冲能量 )，脉冲宽度为 518fs 的飞秒激光脉冲通过分束器后分成抽运光和探测光。 抽运光经过斩波器和焦距为75mm 的透镜聚焦到ZnTe晶体上，辐射出太赫兹脉冲。 探测光

86、脉冲在另一块ZnTe晶体处与太赫兹脉冲相遇，经握拉斯顿棱镜分束后由一对对接的光电二极管接收，转化为电信号被锁相放大器放大并由计算机显示输出。图12(a)是实验测得的太赫兹时域信号以及对应的傅里叶频谱，获得了0.1THz 到 0.9THz 的宽带太赫兹波。由于1 m波段的激光与 ZnTe晶体的相位匹配曲线不如800nm钛宝石飞秒激光， 因此相对而言产生的太赫兹波较窄。 最近我们利用光子晶体光纤飞秒激光放大系统输出的高名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 25 页，共 29 页

87、 - - - - - - - - - - - 功率亚百飞秒脉冲在GaP晶体中获得了覆盖。 .ITHz 到 3THz 的高功率宽带太赫兹波辐射，如图 12(b)所示。图 12 分别通过光子晶体光纤飞秒激光振荡器(a)和放大器 (b)产生的超快太赫兹光谱（4）高重复频率飞秒激光微纳加工利用高重复频率飞秒激光进行高速微纳加工也是近期飞秒激光微纳加工领域的热点。利用光子晶体光纤飞秒激光放大系统输出的高重复频率高平均功率飞秒激光脉冲在多种材料上进行了刻划加工。在平均功率 450mw， 脉冲宽度 110fs，重复频率 50MHz 飞秒激光作用下，平移台运作速度9m/s，在硅片表面刻划的90o扇形图案如图

88、13 所示。与钛宝石加工结果比较后可以发现，钛宝石飞秒激光放大器刻划的线阵周围伴随着更多的碎屑，而利用高重复频率光子晶体光纤飞秒激光器刻划线阵时，由于它的单脉冲能量(纳焦耳量级 )比钛宝石放大器 (微焦耳 )小两个量级，因而更容易通过控制曝光时间(对应入射脉冲数目 )来精确控制加工区域内沉积的飞秒激光能量， 从而减小加工区域的热效应， 使刻划的线条具有规整的边缘加工效果，且有效降低加工过程中产生的碎屑对样品表面的溅射污染，保护了制作衬底。图 13 光子晶体光纤飞秒激光放大系统输出的飞秒脉冲在硅片表面刻划线阵的光学显微图名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - -

89、 - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 26 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 5.2 光子晶体隐身应用光子晶体最显著的特性是光子禁带的存在, 频率处于禁带中的电磁波不能在光子晶体中传播 , 意味着处于禁带中的入射电磁波将被全反射。如果在光子晶体中引入缺陷 , 光子禁带中将产生相应的缺陷能级, 称为光子局域 , 相应频率的入射电磁波可以透过光子晶体。利用光子晶体的禁带和局域特性, 通过合理的设计 ,掺杂光子晶体可以实现 “光谱挖孔” 结构, 在常见的激光波长 (如10.6m)附近的窄波段内具有低反射率 , 而在红外的大部分

90、波段 ( 如814m)具有高反射率 ( 低发射率 ), 从而实现红外与激光隐身的兼容。激光隐身技术又称为激光低可探测技术, 是通过降低武器装备的激光回波信号特征 , 使其难以被敌方激光探测和制导系统发现、识别、跟踪和攻击的技术。当前, 激光隐身主要用于对抗激光测距仪、激光制导武器和激光雷达。为了方便 , 通常用激光测距仪的主要性能参数测准率和最大可探测距离来表征激光隐身的效果。 测准率是指在距离一定的条件下利用激光测距仪准确测出激光隐身目标的次数与总测量次数之比。测准率越小 , 说明激光隐身效果越好。在测准率一定的条件下 , 激光测距仪对激光隐身目标的最大可探测距离可以称为隐身距离。目标在隐身

91、距离之外就被认为对激光测距仪是隐身的。最大可探测距离越小说明激光隐身效果越好。从激光测距方程来看 , 在测距仪的性能及大气传输条件确定以后, 最大可探测距离主要与目标的反射率有关。降低反射率主要从两个方面考虑: 一是从对激光具有强吸收的材料研究入手; 二是研究涂层的表面形态 , 构造漫反射表面 , 使入射的激光能量散射到其他方向, 同时进行多层结构设计 , 波长匹配层导入激光信号, 吸收层耗散激光能量。在满足激光隐身的同时, 实现红外与激光隐身的兼容, 是现代战场对隐身材料的又一要求。但是 , 红外隐身和激光隐身对材料的要求是相互制约的。红外探测是一种被动探测 , 主要利用目标自身的红外辐射来

92、发现和识别目标, 大多数军事目标都有热源 , 其温度通常高于背景温度, 这就要求隐身材料具有低发射率。 激光探测是一种主动探测 , 通过探测己方激光器发射的激光的回波来发现和识别目标, 这就要求隐身材料具有低反射率。目前, 常见的军用激光器有 Nd+3-YAG 激光器和CO2激光器 , 工作波长分别为 1.06 m 和10.6 m,分别对应着近红外波段和远红外波段。如果要实现红外和激光隐身的兼容, 就要求隐身材料在近红外和远红外波段同时具有低的发射率和反射率, 这构成了一对矛盾。目前通常采取两种补救措施: 一是“适度隐身” ，即两方面都降低部分性能以达到复合隐身的效果, 在具体实施时 , 以激

93、光隐身材料研究为主, 红外隐身侧重于热变形与热迷彩等融合技术的应用 ; 二是在红外隐身材料的基础上通过发射烟幕等措施减弱激光的回波。但这些补救措施存在一定的局限性, 在隐身效果上也有待改进。设计实例及分析光子晶体的带隙与晶格结构、 晶格尺寸、填充率和组成材料的折射率比等因素有关。对于一维光子晶体, 其光子带隙可以利用薄膜光学理论的特征矩阵法进行计算。选用常见的薄膜材料CdSe(折射率 :3.5(1 m), 透明区 :0.97 m ) 和SiO2(折射率 : 1.45(0.55),透明区 :0.2 9m),设计了CdSe/SiO2光子晶体薄膜 ,名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - -

94、- - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 27 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 并利用特征矩阵法计算了光子晶体的反射光谱。通过数值计算发现, 当光子晶体的周期数达到 3时, 出现明显的高反射带隙特征； 周期数达到 5时, 带隙特征基本趋于稳定 , 再增加周期数对带隙的宽度、反射率值增加不大。综合考虑光子晶体的带隙特征和实际制备的复杂程度, 选择CdSe /SiO2 的周期数为 5。目前用于激光测距和激光雷达的军用激光器多为1.06m 近红外的掺钕钇铝石榴石 (NdYAG) 激光器 , 而10.6

95、m 长波红外的 CO2 激光器在未来军用激光器中的应用将越来越广泛。设计的5周期 CdSe/SiO2光子晶体薄膜 , 其单层 CdSe 和SiO2厚度分别为 0.7571 m,1.8276 m,二者的光学厚度都等于10.6 m 的四分之一 ,在第二、第三周期之间掺杂一层ZnSe ( 折射率 : 2.42(10.6m),透明区 :0.55 15m),厚度为 1.0950m,使其光学厚度也是 10.6 m 的四分之一。该掺杂光子晶体在10.6 m 处具有“光谱挖孔” 结构如图1所示, 在815m 的高反射禁带 ( 光谱反射率大于 95%)中10.6 m 处出现了缺陷能级 , 通过局部放大可知该波长

96、光谱反射率接近于 0。图1 杂ZnSe 的CdSe /SiO2光子晶体薄膜的反射光谱和透射光谱激光隐身的实际要求是高吸收导致的低反射, 对于像 CdSe,SiO2和ZnSe 这样名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 28 页，共 29 页 - - - - - - - - - - - 由红外透明材料组成的掺杂光子晶体, 其缺陷能级的低反射是由于高透射引起的,而高透射并不意味着高吸收。如果光子晶体下面的基底是高反射的, 则光波将被反射回去 , 这将导致最终材料的高反射, 不符合

97、激光隐身的要求。通过研究发现,可以在光子晶体的基底中引入吸收材料, 把缺陷能级透过光子晶体的激光吸收掉。在掺杂 ZnSe 的CdSe /SiO2光子晶体下面加入一层厚度为50m 的基底 ( 数值计算发现 , 基底厚度再增加的话, 对光子晶体的带隙影响不大) , 为简便起见 , 先假设基底没有吸收 , 折射率为 1. 59, 此时基底的加入对掺杂光子晶体的带隙基本没有影响 , 如图2所示。假设基底为吸收材料 , 复折射率为 1.59-0.1i,如图3所示, 掺杂光子晶体在带隙内的反射光谱基本不变, 在7.9615m(除去10.6 m 附近的极窄波段 ) 的光谱反射率大于 95%,但是在带隙外 (

98、包括缺陷能级 ) 吸收变得很强 , 在10.6 m 处出现了缺陷能级, 通过局部放大可知该波长光谱反射率为0.052, 光谱吸收率为0.946 。这就很好地解决了上述问题, 该材料能够很好地满足热红外与10.6m 激光隐身兼容的要求。设计的掺杂 ZnSe的复合 CdSe/SiO2子晶体薄膜 , 由两种不同周期尺寸的CdSe /SiO2叠加而成 , 从上到下依次为：第一,掺杂ZnSe 的CdSe/SiO2光子晶体薄膜 , 其单层CdSe 和SiO2厚度分别为0.07571 m 和0.18276m,二者的光学厚度都等于1.06m 的1/4, 在第二、第三周期之间掺杂一层ZnSe,厚度为 0.109

99、5 m,使其光学厚度也是 1.06 m的1/4, 该掺杂光子晶体在1.06 m 处具有 “光谱挖孔”结构； 二,CdSe /SiO2光子晶体薄膜 , 其单层 CdSe 和SiO2厚度分别为 0.7571 m,1.8276 m,二者的光学厚度都等于10.6 m 的四分之一 , 该光子晶体的高反射禁带覆盖814m 波段；最后, 加一层厚度为 50m 的吸收基底 ,复折射率为 1.59-0.1i。该掺杂 ZnSe 的复合CdSe/SiO2光子晶体薄膜通过光子带隙的叠加 , 实现了 1.06 m 激光和 814m热红外隐身的兼容 , 如图4所示 , 在1.06 m 的光谱吸收率为 0.9477, 在8.234 14.7m 波段的光谱反射率超过 95% 。名师资料总结 - - -精品资料欢迎下载 - - - - - - - - - - - - - - - - - - 名师精心整理 - - - - - - - 第 29 页，共 29 页 - - - - - - - - -