（光学专业论文）折射率虚部光子晶体的光学特性及其应用研究.pdf

摘要 折射率虚部光子晶体的光学特性及其应用研究 专业：光学 学位申请人：李坚 指导教师：周建英教授 摘要 本文主要研究折射率虚部光子晶体的光学特性及其应用。内容包括两个方 面：1 、利用半导体材料制作折射率虚部光子晶体，采取非相干和相干两种方法 控制其光子带隙，实现开关效应；2 、利用相干粒子数振荡的相干模型制作折射 率虚部光子晶体，分析其吸收特性。 折射率分布呈现周期性变化的电介质结构对不同频率的光波表现出选择性 的高反或高透的传播行为，从而导致光子带隙的出现。一直以来，人们相信对光 子带隙材料的研究能够做到控制光场传播，进而实现全光信息处理。其中利用光 子晶体改变光子带隙实现光开关效应是其重要的应用。折射率虚部光子晶体是一 种主动型的光子晶体，折射率存在虚部表现为吸收或者增益的特性，这种光子晶 体有着丰富的物理内容。本硕士论文对折射率虚部光子晶体的光学特性及其应用 进行研究，可分为五章： 第一章，简单介绍光子晶体的研究背景，进而转入本论文主要研究对象 折射率虚部光子晶体。 第二章，利用半导体材料i n g a n g a n 制作折射率虚部光子晶体。对i n g a n 材 料吸收系数与泵浦光强的关系进行分析，并利用传输矩阵法模拟其光子带隙的情 况。根据以上分析，设计了基于饱和吸收效应的基于紫光波段光开关结构。 第三章，利用半导体材料i n g a n g a n 制作折射率虚部光子晶体，在近共振泵 浦光激发下，发生光学斯塔克效应，i n g a n 材料吸收系数曲线发生漂移，利用传输 矩阵法模拟激发过程中光子带隙的情况。由于带隙的变化，该结构在紫光波段能 够实现光开关效应。 摘要 第四章，提出了基于c p o ( 相干粒子数震荡) 的相干模型制作并受强光控制 的两种折射率虚部光子晶体。分析对比了这两种方法下形成的折射率虚部光子晶 体吸收特性，以及对探测光场的非线性衍射。 第五章，对整个论文做总结，并对该课题作展望。 关键词：折射率虚部光子晶体，光开关，光学斯塔克效应，相干粒子数振荡 a b s t r a c t t h e o p t i c a lp r o p e r t ya n da p p l i c a t i o n so fp h o t o n i cc r y s t a l t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v eindccreate1 1l m a g m a r yp a r to ir e l r a ei n o e x m a jo r ：o p t i c s a u t h o r ：j i a nl i s u p e r v i s o r ：j i a n y i n gz h o u ( p r o f e s s o r ) a b s t r a c t i nt h i st h e s i s ，t h eo p t i c a lp r o p e r t ya n da p p l i c a t i o n so fp h o t o n i cc r y s t a lc r e a t e d w i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e xw i l lb em a i n l ys t u d i e d t h ep a p e rm a i n l y i n c l u d e st w op a r t s ：1 u s i n gs e m i c o n d u c t i n gm a t e r i a lt om a n u f a c t u r ep h o t o n i cc r y s t a l c r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e x , a d o p t sc o h e r e n ta n di n c o h e r e n tw a y s t oc o n t r o lp h o t o n i cb a n d g a pa n da n a l y z et h es w i t c h i n gc h a r a c t e r i s t i c 2 m a n u f a c t u r e p h o t o n i cc r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e xw i t ht h em o d e lo f c o h e r e n tp o p u l a t i o no s c i l l a t i o n , a n a l y s e st h ea b s o r p t i o np r o p e r t y a si sk n o w nt oa u ，p e r i o d i ca r r a y m e n to fd i e l e c t r i cm a t e r i a l ss h o w sh i g h t r a n s m i t t i v i t yo rr e f l e c t i v i t yt od i f f e r e n tw a v e l e n g t h , w h i c hi sc a l l e db a n d g a pe f f e c t i nal o n gt i m e ，p e o p l eb e l i e v et h a tp h o t o n i cc r y s t a lh a sag r e a te f f e c to nc o n t r o lo f l i g h t ，w h i c hp l a y sa l li m p o r t a n tr o l ei na l lo p t i c a li n f o r m a t i o np r o c e s s i n g a m o n g w h i c hu s i n gt h ec h a n g eo fb a n d g a pt oa c t u a l i z eo p t i c a ls w i t c h i n gi so fm o s ti m p o r t a n t a p p l i c a t i o n p h o t o n i cc r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e xi sa n a c t i v ep h o t o n i cc r y s t a l , a m o n gw h i c ht h ei m a g ep a r tr e p r e s e n t sa b s o r p t i o no rg a i n , a n dt h e r ew i l lb ev e r ya b u n d a n tp h y s i c sp h e n o m e n ai nt h i sp h o t o n i cc r y s t a l t h i s t h e s i si sd i v i d e di n t of i v ec h a p t e r st os t u d yt h ep r o p e r t ya n da p p l i c a t i o mo fp h o t o n i c c r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to f r e f r a c t i v ei n d e x i nc h a p t e ro n e ，t h eb a c k g r o u n do fp h o t o n i cc r y s t a lw i l lb es i m p l yp r e s e n t e d ，t h e n t u r n st op h o t o n i cc r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e xt h em a i n o b j e c to fs t u d yi n t h i sw o r k l a s tb u tn o tl e a s t ，v a r i o u so p t i c a ls w i t c h i n gw i l lb e i n t r o d u c e d i nc h a p t e rt w o ，s e m i c o n d u c t i n gm a t e r i a lin g a n g a ni su s e dt om a n u f a c t u r e p h o t o n i cc r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e x t h ec o n n e c t i o n b e t w e e na b s o r p t i o nc o e f f i c i e n ta n dp u m pl i g h ti n t e n s i t yw i l lb ea n a l y z e da n dt h e i i i a b s t r a c t b a n d g a pc o u l db eg o tu s i n gt r a n s m i s s i o nm a t r i xm e t h o d t h er e s u l t sf r o ms i m u l a t i o n w i l lb eg u i d e dt od e s i g no p t i c a ls w i t c h i n ga tw a v e l e n g t ho fp u r p l el i g h tb a s e do n s a t u r a t e da b s o r p t i o n i nc h a p t e rt h r e e ，t h es t a r ke f f e c tt h a to c c u r su n d e rt h ep u m p i n gw i t hn e a r r e s o n a n tl i g h tw i l lb ea n a l y z e d ，w h i c hw i l ll e a dt ot h em o t i o no ft h ec u r v eo fi n g a n s a b s o r p t i o nc o e f f i c i e n t t h et r a n s m i s s i o nm a t r i xm e t h o dw i l lb eu s e dt os i m u l a t et h e b a n d g a pv a r yw i t ht h ep u m pi n p u l s e a c c o r d i n gt ot h er e s u l t s ，o p t i c a ls w i t c h i n gc o u l d c o m et r u ea tw a v e l e n g t ho fp u r p l el i g h t i nc h a p t e r 南毗t w om o d e l sb a s e do nc o h e r e n tp o p u l a t i o no s c i l l a t i o nt h a tb o t h u n d e rt h ec o n t r o lo fs t r o n gl i g h tw i l lb es u g g e s t e d ，t h ea b s o r p t i o np r o p e r t yo fp h o t o n i c c r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e xt h a tm a d ew i t ht h eb o t hm o d e l s a n dt h eb o t hn o n l i n e a rd i f f r a c t i o np r o p e r t yw i l lb ea n a l y z e d i nt h el a s tc h a p t e r , 1w i l lg i v et h es u m m a r yo ft h ep a p e r , a n ds o m ea d v i s ew i l lh e s u g g e s t e d k e yw o r d s ：p h o t o r t i cc r y s t a lc r e a t e dw i t hi m a g i n a r yp a r to fr e f r a c t i v ei n d e x , o p t i c a l s w i t c h i n g ，c o h e r e n tp o p u l a t i o no s c i l l a t i o n i v 中山大学学位论文原创性、使用授权及其知识产权保护声明 原创性声明 本人郑重声明：所呈交的学位论文，是本人在导师的指导下，独立进行研究 工作所取得的成果。除文中已经注明引用的内容外，本论文不包含任何其他个人 或集体已经发表或撰写过的作品成果。对本文的研究作出重要贡献的个人和集 体，均已在文中以明确方式标明。本人完全意识到本声明的法律结果由本人承担。 学位论文作者签名： 咯氅 日期： 9 ( e 年 6 茂q | 日 使用授权声明 本人完全了解中山大学有关保留、使用学位论文的规定，即：学校有权保留 学位论文并向国家主管部门或其指定机构送交论文的电子版和纸质版，有权将学 位论文用于非赢利目的的少量复制并允许论文进入学校图书馆、院系资料室被查 阅，有权将学位论文的内容编入有关数据库进行检索，可以采用复印、缩印或其 他方法保存学位论文。 学位论文作者签名： 导师签名： 考竖 周延芎 皮df o 年否月c 日 a 秒易年6 月夕 日 知识产权保护声明 本人郑重声明：我所提交答辩的学位论文，是本人在导师指导下完成的成果， 该成果属于中山大学物理科学与工程技术学院，受国家知识产权法保护。在学期 间与毕业后以任何形式公开发表论文或申请专利，均须由导师作为通讯联系人， 未经导师的书面许可，本人不得以任何方式，以任何其它单位做全部和局部署名 公布学位论文成果。本人完全意识到本声明的法律责任由本人承担。 学位论文作者签名： 咯孥 日期： 2 汐勿年f 月 日 第一章引言 1 1 光子晶体介绍 第一章引言 光子晶体是通过在空间周期性地排列介电材料构成的一种人工晶体。光子晶 体的结构、制备和量子电动力学特性被受人们关注并得到广泛的研究。光子晶体 最重要的性质之一是存在着光子带隙，其中特定频率电磁波不容许传播，因而在 科学和技术领域具有潜在应用前景。它还可以控制光子的运动 1 - 4 。由于性质 独特，光子晶体可以制作全新或以前所不能制作的高性能光学器件。在固体物理 中，电子在周期性势场中传播时，由于电子波会受到周期性势场的布拉格散射， 而形成能带结构，带与带之间可能存在带隙。电子波的能量如果落在带隙中，是 禁止传播的。其实不管任何波，只要受到周期性的调制，都会有能带结构，都可 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。直 到八十年代末，人们才真正清楚其物理含义。光子晶体概念由y a b n o l o v i t c h 5 和j o h n 6 在1 9 8 7 年提出。如果将不同介电常数的介电材料构成周期性结构， 电磁波在其中传播的时候由于布拉格散射，电磁波会受到调制进而形成能带结 构，这种能带结构称作光子能带。光子能带之间可能出现的带隙，称作光子带隙。 具有光子带隙的周期性介电结构就是光子晶体，或称作光子带隙材料。 光子晶体存在光子带隙，带来许多新的物理内容及应用，如对自发辐射的 控制，是通过对光子晶体引入局域缺陷态而增加电磁波在结构内的态密度，从而 增强自发辐射率。在光子晶体中引入介电缺陷或介电无序，光子将会出现光子局 域现象 2 ，7 9 。1 9 9 1 年人们从实验上观察到了二维光子晶体中的光子局域 1 0 。而且在半导体粉末中直接得到光子局域的证据 1 1 。人们知道即便在真 空中也可能存在零点涨落，但光子带隙中却没有这种涨落。这就带来了这样的结 果：将原子或分子放入光子晶体，若从激发态到基态辐射的光子频率落在光子带 隙里，受激的原子不能跃迁至基态，从而没有任何光子态与之耦合而辐射。这带 来了一些新的物理内容：例如原子将和自身辐射的局域光场发生强烈的耦合，出 现奇异的l a m b 位移 1 2 。在光子晶体中还存在着一些更为重要的非线性作用： 如一维主动型光子晶体中的移动孤子、亮、暗孤子、振荡孤子以及非线性自局域 第一章引言 静止孤子的产生，这些都是超短脉冲与一维主动型周期结构发生非线性相互作用 下产生的各种各样有重要价值和应用前景的新现象。 1 2 光子晶体的理论方法简介 1 9 8 9 年，y a b l o n o v i t c h 和g m i t t e r 首次利用实验证明三维光子能带结构的 存在。由于光子晶体有类似电子晶体的结构，人们一般会采用分析电子晶体的方 法结合电磁理论来分析光子晶体的光学特性，并取得了和实验一致的结果。主要 的方法有：平面波展开法、时域有限差分法、传输矩阵法及散射矩阵法等。 平面波展开法 3 5 ，1 4 一1 6 是比较常用的方法，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，进而求解该方程 的本征值便得到传播光子的本征频率。这种方法的缺点是当介电常数不是常数而 是随频率变化，就没有一个确定的本征方程形式，这种情况下根本不能求解。而 且当光子晶体结构较为复杂或处理缺陷的体系时，可能因计算能力的限制而不能 计算或难以准确计算。 时域有限差分法 1 7 - 1 9 是电磁场数值计算的经典方法之一。它将一个单位 原胞划分成许多网状小格，列出网上每个结点的有限差分方程，利用布里渊区边 界的周期条件，同样将麦克斯韦方程组化成矩阵形式的特征方程，此矩阵是准对 角化的，其中只有少量的非零矩阵元，计算最小。但是由于有限差分时域法没有 考虑晶格的具体形状，在遇到特殊形状晶格的光子晶体时，出现边界处理的困难， 很难精确求解。 传输矩阵法 2 0 2 2 是将磁场在实空间的格点位置展开，将麦克斯韦方程组 化成传输矩阵形式，同样变成本征值求解问题。传输矩阵表示一层格点层的场强 与紧邻的另一层格点层场强的关系，它假设在构成的空间中在同一个格点层上有 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 个光子晶体空间。这种方法对介电常数随频率变化系统特别有效，而且由于传输 矩阵比较小，矩阵元少，从而运算量也小，同时在计算传输光谱时是十分方便的。 但是用该方法求解电磁场的分布比较麻烦，效率不高。 散射矩阵法 2 3 2 5 是假定光子晶体由各向同性的介质组成，其中充满了各 种开头和尺寸的没有重叠的光学散射中心。通过对所有散射中心的散射场利用傅 2 第一章引言 里叶一贝塞尔展开来求解亥姆霍兹方程，从而计算出光子晶体中传输光场分布。 应用这种方法对于求解场分布和传输光谱是可行的，缺点则是这种方法需要较长 的运算时间，在有些情况实际上是不可行的。 关于光子晶体理论分析，还有很多其他的方法，如：有限元法 2 6 、n 阶法 2 7 等。这些方法各有优缺点，在应用时要根据实际需要合理选用。在光子晶体 的研究中这些分析方法是非常重要的，由于光子晶体的制备非常困难，通常是先 应用这些方法分析光子晶体的光学特性，再由试验来验证这些理论结论。 1 3 折射率虚部光子晶体 与传统的被动型光子晶体不同，本文所讨论的折射率虚部光子晶体，在远离 主动材料的共振吸收区域，介质对光波没有任何的调制作用，相当于一块体材料， 在共振吸收区域，由于主动材料表现出对光波的吸收特性，从而引起折射率实部 的变化，介质变成折射率周期分布的材料，相当于光子晶体。由于其折射率分布 的周期性，它也表现出类似于被动周期结构光子带隙；另一方面，由于其主动性， 它比起前者有更丰富物理性质，如吸收的布拉格压缩 2 8 ，2 9 、主动层内原子或 量子阱激子层内耦合或层间耦合导致的能级移动 3 0 、结构内局域缺陷态对传播 光场之影响 3 1 和非线性领域的孤子传输及畸变 3 2 - 3 9 等。最近，本小组成功 设计与制备了折射率虚部的光子晶体 6 3 。 折射率虚部光子晶体有着重要的应用前景。由于其特性，可以制作全新原理 或以前所不能制作的高性能器件，如全光开关。 1 4 本论文研究内容 折射率虚部光子晶体有着丰富的物理内容和应用前景。因此本论文针对折射 率虚部光子晶体的光学特性及其应用加以研究，本文分为三个部分： 第一部分，利用半导体材料i n g a n g a n 制作的多量子阱结构作为折射率虚部 光子晶体，模拟其光子带隙。根据其饱和吸收特性，利用泵浦光照射折射率虚部 折射率介质，使其吸收线形发生改变，折射率虚部光子晶体的光子带隙随之发生 变化，从而实现光开关效应，理论模拟了该结果。 3 第一章引言 第二部分，利用近共振泵浦脉冲光激发折射率虚部光子晶体的，使其发生光 学斯塔克效应，光子带隙发生超快坍塌与恢复，从而实现光开关效应。本文理论 模拟出光子带隙随着时间变化规律。 第三部分，提出了两种基于相干粒子数震荡( c o h e r e n tp o p u l a t i o n o s c i l l a t i o n ，简称c p o ) 的相干模型制作折射率虚部光子晶体，它们都是受强光 控制的。理论分析对比了这两种方法下形成的折射率虚部光子晶体吸收特性，以 及对探测光场的非线性衍射。 4 第二章基于饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 第二章基于饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光 学特性与全光开关的研究 2 1 引言 光子晶体按材料特性可分为三种：被动型光子晶体、主被动型光子晶体以及 主动型光子晶体。高低折射率层介质都是无吸收的周期性结构叫做被动型光子晶 体。而构成周期性结构的材料不仅具有一定的折射率分布，而且对光场响应表现 出增益或者吸收，则称作主被动型光子晶体。本文研究的折射率虚部光子晶体， 则属于主动型光子晶体，在远离主动材料的共振吸收区域，介质对光波没有任何 的调制作用，相当于一块体材料，在共振吸收区域，由于主动材料表现出对光波 的吸收特性，从而引起折射率实部的变化，介质变成折射率周期分布的材料，相 当于光子晶体。这里采用i n g a n g a n 半导体材料的周期排列制作一维折射率虚部 光子晶体。g a n 和i n g a n 半导体材料对于制备紫外探测器、激光二极管、发光二极 管和高能高温器件等领域具有广阔的应用前景，因此近年来越来越多人关注这种 半导体材料 4 0 - 4 5 。 2 2 一维折射率虚部光子晶体( i n g a n g a n ) 的结构与性质 2 2 1 基于i n g a n g a n 一维主动型周期性结构 将i n g a n 主动层周期性地嵌入在无吸收的g a n 被动层中构成多量子阱周期结 构，如图2 1 ，这样的结构也就是本文所研究的一维折射率虚部光子晶体，图中 黑色厚层表示无吸收量子阱的势垒层( g a n ) ，折射率为2 5 0 ，其厚度为主动原 子共振波长的一半。中间的白色线条表示量子阱层( i n g a n ) ，吸收中心波长为 3 9 6 n m ，在远离吸收中心的地方折射率与g a n 层接近相等，可以近似认为2 5 0 ， 层厚度非常薄，远小于被动层厚度，理论处理时厚度可以忽略而不影响结果 4 6 ， 4 7 。 第二章基于饱和吸收散应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图21l n g a n g a n 多量子阱周期结构 2 2 2 量子阱层材料i n g a n 吸收特性 在半导体中，由光子与激子相互耦合而产生的吸收和色散特性将显著改变电 磁波在其中的传播特性，量子阱层i n g a n 折射率可以用复数表示为： h 2 ”o + b n + i x ( 2 1 ) k = a c ，2 c o 式中n o = 2 5 0 为本底折射率a 为量子阱层i n g a n 的吸收系数，与波长关 系可用l o r e n t z 线型表示，材料吸收中心波长为3 9 6 n m ，该处的吸收系数为 5 0 9 m - 1 4 8 5 0 ，如图2 2 所示。根据k r 锄e r s k r o n i g 关系折射率实部的变化 量表示为 5 1 5 2 ： s = 嘉磷篝以 * 2 因此通过测量吸收系致便可根据( 2 2 ) 式计算相应的折射率实部变化量6 h 和折 射率虚部k 的色散关系。如图2 3 所示。 第二章基于饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图2 2 低温下，i n g a n 吸收系数与波长关系 图2 3 低温下，折射率变化色散谱 i n g a n 可作为饱和吸收体材料，吸收中心附近的吸收系数可表示为 6 5 ： m ) = 揣1+ 二竺 l ( a ) ( 2 - 3 ) 式中，a ( a ) 为小信号时的吸收系数，为以中心波长为3 9 6 n m 高斯脉冲泵 7 第二章基于饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 浦光强，t 为材料的饱和吸收光强，三者都跟波长有关系。如图2 4 所示，由此 可见吸收系数随泵浦光强的增加而减少，当泵浦光强很大时，中心频率处吸收 系数接近于零。此时该波段的光能够通过该结构，光子晶体的禁带特性消失。 5 4 3 2 1 0 1 0 * y l 3 日6 】1 0 03 9 0 图2 4 低温下，l n o a n 吸收曲线与3 9 6 n m 处泵浦光强及饱和吸收光强之比的 关系固线 2 3 基于饱和吸收效应的一维折射率虚部光子晶体光开关 利用第21 节的所介绍的结构( 如图2 i ) 制作成一维主动型光子晶体光开光。 光子晶体的两侧是空气，则其介电常数和磁导率分别为= 1 ，= l 。两端加 上了增透膜，以防止光传播时出现透过率的抖动。光子晶体结构有2 0 0 个周期， 氮化镓层( g a n ) 厚7 4 9 5 r i m ，相对介电常数e 。= 6 2 9 ，量子阱层( i n g a n ) 厚4 n m ， 相对介电常数同样为s = 6 2 9 。利用传输距阵法模拟出不同泵浦光强下的吸收系 数、透过率和反射率与波长的关系。如图2 5 所示。当脉冲泵浦光( 中心频率为 3 9 6 n m 的高斯脉冲) 光强远小于饱和光强时，光子晶体有最大带隙，带隙宽度约 为3 r i m ，随着泵浦光强的增加，由于饱和吸收特性，i n g a n 的吸收系数不断变小， 第二章基了二饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 当泵浦光强为饱和光强的1 倍时，带隙宽度缩窄至2 n m ，当泵浦光增加至1 0 倍时， 吸收系数中心频率处出现凹陷，带隙出现坍塌，中心出现透射峰，当泵浦光增加 至1 0 0 倍时，带隙坍塌更厉害，中心透射峰更高。 2 5 ( a ) 低温下，不同泵浦光强的吸收系数曲线 图2 5 ( b ) 不同泵浦光强下折射率虚部光子晶体的透射谱 9 第二章基于饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图2 5 ( c ) 不同泵浦光强下折射率虚部光子晶体的反射谱 根据以上的分析，一维折射率虚部光子晶体光开关可以这样设计，如图2 6 所示，开始没有泵浦光时，主动型光子晶体在紫光波段( 3 9 4 n m 至u 3 9 8 o n m ) 出现带 隙，透过率为0 ，入射光在该波段不能通过，处在“关”的状态；当加入泵浦光 时，泵浦光强是饱和光强2 0 0 倍的时候，带隙消失，多量子阱周期性质被破坏， 光可以3 9 6 n m 附近通过，此时，处在“开 的状态，如2 6 图所示： 图2 6 ( a ) 一维折射率虚部光子晶体光开关“开，“关透射率谱 1 0 第二章基丁：饱和吸收效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图2 6 ( b ) 一维折射率虚部光子晶体光开关“开 ，“关 反射率谱 2 4 本章总结 本文利用i n g a n g a n 半导体材料，设计折射率虚部光子晶体光开关结构。 i n g a n 在紫光波段对光场具有吸收特性，i n g a n g a n 多量子阱周期结构可看作一维 折射率虚部光子晶体。由于加入外界泵浦光，会使i n g a n 的中心频率吸收系数发 生变化，从而使光子晶体带隙变化。基于该原理设计出一种光子晶体光开关结构： 一维折射率虚部光子晶体光开关结构。该结构在没有泵浦光入射时，在紫光波段 出现光学带隙，落入带隙里的光不能通过，当加入一定强度泵浦光时，可以i n g a n 中心频率吸收系数减小，光子晶体带隙逐渐坍塌，该波段附近的光可通过。这两 种结构有别于传统无吸收被动型光子晶体光开关结构，利用了先进的半导体材料 i n g a n g a n ，实现了紫光波段的全光开关，既能避免带边倾斜的问题，又不用掺入 缺陷层，降低工艺难度。 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体 光学特性l 与全光开关的研究 3 1 引言 第二章所采用的非相干泵浦过程，这种光开关的开关速度最大为饱和吸收的 恢复时间，属于较慢的开关。因此，需要考虑相干效应，可以采取光学斯塔克效 应。本章利用近共振泵浦脉冲光激发折射率虚部光子晶体，研究其带隙变化。 3 2 光与二能级原子相互作用 研究与一个强单色光场相互作用的二能级系统，设该体系是原子体系。如图 3 1 所示，原子的两个能级分别为上能级a 与下能级b ，其能级间的频率差为， 单色泵浦光场频率为口。 当入射的泵浦光场频率口接近且低于二能级原子系统的共振频率时，下 能级和上能级分裂成为一种缀饰态。这种缀饰态是原来上下两个能级相应本征态 的相干叠加，且其能量位置也有相应移动。在近共振泵浦光场作用下，原子的能 级发生移动或者分裂的情况叫做光学斯塔克效应 5 3 ，这是一种非线性光学效 应。 图3 1 二能级原子体系的近共振激发，是原子共振频率，啤是泵浦光频率。 1 2 第三章基丁二光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 如图3 1 所示，二能级原子系统受到近共振泵浦光作用时，原子能级发生位 移或者分裂，使得粒子可以跃迁到新的能级上。当泵浦光撤去后，二能级迅速恢 复原状，粒子也随之回到初态。这种跃迁只存在于泵浦脉冲时间之内，因此属于 虚跃迁。 3 3i n g a n g a n 多量子阱周期性结构基于斯塔克效应的吸 收特性 对于半导体材料，上态是最低导带，下态则是第一重空穴价带，非共振激发 的粒子( 电子和空穴) 到虚态，粒子之间的库仑作用也会对光学斯塔克效应有所 贡献。虽然激子可认为是类氢结构，但缀饰原子理论却并不适用。实验 5 4 表明 直接带隙半导体在非共振激发下激子能级将会蓝移，而且能量变化与激发强度成 线性关系，仅出现在泵浦脉冲时间内。低泵浦光强下光学斯塔克效应主要表现为 激子共振频率的变化，尤其是第一重空穴激子，可以在吸收谱线上观察到激子共 振吸收峰的漂移。以泵浦光作用下半导体多量子阱的光学斯塔克效应为驱动机 制，可以实现高速的光开关 5 5 。 本文采用i n g a n g a n 半导体材料的周期排列制作一维折射率虚部光子晶体。 该结构有2 0 0 个周期，被动层( g a n ) 厚7 4 9 5 n m ，相对介电常数s 。= 6 2 9 ，主 动层( i n g a n ) 厚4 n m ，相对介电常数同样为瓦= 6 2 9 ，其吸收系数a 与波长关 系可用l o r e n t z 线形近似，材料吸收中心波长3 9 6 n m ，该处的吸收系数为 5 0 p m - 1 5 6 - 5 8 ，利用激发波长为3 9 7 5 n m 的近共振泵浦光激发量子阱层材料， 吸收系数曲线变化如图3 2 所示。 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 2 有和无波长为3 9 7 5 r i m 泵浦光激发的吸收系数曲线 3 4 非共振激发下光学斯塔克效应 假设泵浦光场振幅随时间变化缓慢。研究表明非共振激发下光学斯塔克效应 包括三个主要机制的作用 5 9 ：第一种是相位空间填充p h a s es p a c e f i l l i n g ( p s f ) ，源于泡利不相容原理；第二种是h a r t r e e - f o c k ( h f ) 平均场效应， 即h a r t r e e - f o c k 近似下的平均场库仑作用，在三阶非线性光学中它们只能耦合 相同自旋态体系，使对应的激子能量变大，在吸收谱上表现为与圆偏振泵浦光相 同旋向的探测光圆偏振分量的激子共振峰的蓝移；第三种是高阶库仑关联作用， 会导致红移，且与体系的自旋态无关。非共振激发过程只存在虚激子，且只存在 于泵浦光脉冲时间之内，具有亚p s 量级时间。 以上这种准稳态的激子共振频率的改变有如下的计算公式： 】2 a q = 导_ ( 2 - i - a + 卢一y ) ( 3 1 ) s z 其中a ，卢和y 分别表示上述三种光学斯塔克作用机制。a = j “e ，j l l 是辐射 跃迁矩阵元，e 是泵浦光振幅，q 是泵浦脉冲的失谐量( 泵浦频率与共振频率之 差) 。根据m o n i q u ec o m b e s c o t 和c e 1 1 等人的研究 6 0 ： 1 4 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 2 + a ：娶，p ：1 2 8 ( 1 3 1 5 2 2 2 ) r ，q ( 3 2 ) 我们利用的泵浦光光强可虬表示为： 。2(3-3) 卜l o e x p ( 一南 当中a f 0 为高斯脉冲的半高宽 与口，口相比，y 非常小的，因此在计算中可忽略其作用，因此( 3 1 ) 式可 以简化为 砌= 菩争1 2 8 0 - 3 1 5 u 2 2 i z ，锄 ( 3 _ 4 ) 从上面公式中可以看出失谐q 越小，则激子共振频率的改变a n 越大，意味 着其非线性响应也越强。而当失谐量太小时又会檄发载流子的跃迁，产生自由载 流子累积效应。尤其在室温条件下，澈子线宽较大，泵浦光频率需要低于共振频 率一定大小的值才能保证非共振激发，因此其非线性响应也就会小于低温条件情 况。 当泵浦脉冲到达时间为o p s 的时候，利用公式( 3 - - 4 ) 模拟出反射谱和态密 度谐量之间的变化关系如图3 3 图3 3 ( a ) 折射率虚部光子晶体带隙随着失谐量变化的关系图 第三章基于光学斯培克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 3 ( b ) 折射宰虚都光子晶体态密度随着失谐量变化的关系图 由图33 可以知道，失谐大的时候带隙基本没有变化，当失谐减小的时候带 息开始坍塌。我们可以模拟泵谱和探测脉冲的频谱以及其与光子带隙的关系，并 作出带隙对应的态密度图，如图3 4 所示： 圈3 4 ( a ) 泵浦和探测光脉冲的频谱与光于带隙的关系( i - 面箭头表示泵浦 光中心波长在五个不同位置) 第三章基于光学斯塔克效廊的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 4 ( b ) 折射率虚部光子晶体在未激发情况下的态密度与波长关系 据以上分析，泵浦光a ( 3 9 2 2 n m ) 和e ( 3 9 9 8 n m ) ，由于远离共振波长，斯 塔克效应不明显。而d ( 3 9 7 5 n m ) 两束泵浦光，由于在接近于带隙边缘，激发 后，共振吸收峰偏移，使带边态密度比较大的地方移至激发处，会产生显著光学 斯塔克效应，光子带隙也会发生明显变化，能出现明显的光开光效应。泵浦光c 在中心频率处，而b ( 3 9 4 5 n m ) 在高频处，在此两处激发会出现自由载流子复 合效应，不宜做泵浦激发。 构 3 5 基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光开关结 利用泵浦一探测的方法进行研究，实验光路如图3 5 所示。探测光和 1 7 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 5 光学斯塔克效应下折射率虚部光子晶体全光开关实验固 泵浦和探测光均为高斯脉冲光。从3 4 节的分析可以得知泵浦光d ( 中心频率 3 9 7 5 n t n ) 激发下，开关效应明显，因此根据这种情况，进行数值模拟。带隙随 时间变化关系如图3 6 所示。 图3 6 ( a ) 泵浦光d ( 中心频率3 9 75 m n ) 激发下，虚部光子晶体反射 谱随脉冲时间变化固 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 6 ( b ) 泵浦光d ( 中心频率3 9 75 r i m ) 激发下，虚部光于晶体态密度随脉冲 时间变化图 3 7 ( a ) 泵浦光d ( 中心频率3 9 75 a m ) 反射率谱随时间( - 5 p s ，o p s ，0 6 p s ) 的 变化图 第三章基于光学斯塔克效应的折射率虚部光子晶体光学特性与全光开关的研究 图3 7 ( b ) 泵浦光d ( 中心频率3 9 7 5 n m ) 透射率谱随时间( - 5 p s ，o p s ，0 6 p s ) 的变化图 由3 7 图可知随着泵浦光d 脉冲到达时，折射率虚部光子晶体带隙也随之发 生变化，向短波方向偏移，带隙中心处出现了透射峰，峰值也不断增大，当脉冲 光离去后，带隙恢复原来的样子。这是基于光学斯塔克效应的一个光开关过程。 3 6 本章小结 我们通过研究二能级原子系统在近共振泵浦光激发下产生光学斯塔克效应 的原理，实现对折射率虚部光子晶体的开关效应。根据分析，可以知道，只有在 靠近共振波长的泵浦光才能产生明显的光学斯塔克效应，使带隙发生显著的变 化，远离中心波长和共振的泵浦光对带隙影响比较微小。 若泵浦光是中心波长小于共振波长的近共振泵浦光。在泵浦脉冲激发时，折 射率虚部光子晶体带隙也随脉冲时间发生变化，向短波方向偏移，带隙中心处出 现了透射峰，峰值也不断增大，当脉冲离去，带隙逐渐恢复。这就形成一个基于 光学斯塔克效应的一个光开关过程。 必需提到的是，本文考虑的是瞬态的光学斯塔克过程，由于对不同的材料有 着不同的弛豫时间，这是我们以后继续研究的方面，可以通过实验方法对这种折 射率虚部光子晶体进行测量，完善该光开关特性的研究。 第四章两种基t - c p o 相干模型折射率虚部光子晶体的吸收及衍射特性研究 第四章两种基于c p o 相干模型折射率虚部光子晶体 的吸收及衍射特性研究 4 1 引言 折射率虚部光子晶体由于其主动特性，光场在其中传播将会展现出丰富的光 学特性。其中，光场在共振行为下的相干作用就是其中的特性之一；原子在共振 强光的作用下，将会产生能级的劈裂，从而形成缀饰态，如果此时由另外一束近 共振的光场( 探测光) 入射到原子中，原子在这两束光的共同作用下，将会产生 相干粒子数震荡( c o h e r e n tp o p u l a t i o no s c i l l a t i o n ，简称c p o ) ，这种效应将 会对探测光场产生强烈的色散效果，从而形成慢光 6 1 ，同时这种效应会对探测 光场的吸收产生影响。基于这些物理现象，本方案提出了两种基于c p o 的相干模 型，制作出两种受到强光控制的折射率虚部光子晶体。以下的分析对比了这两种 方法下形成的折射率虚部光子晶体吸收特性，以及对探测光场的非线性衍射，这 对研究折射率虚部光子晶体光开关，光传输，和开发一些新型光子器件都有积极 的意义。 4 2 两种不同相干模型的折射率虚部光子晶体 第一种情况，假设样品是均匀二能级体材料，首先利用与该二能级原子共振 的强激光( 泵浦光) ，采取多光束干涉方法产生一个干涉光场，并将此光场加载 到样品上。因此在二能级体材料产生周期波导结构，然后再以近共振探测光沿波 导方向传输。研究探测光在不同失谐量、周期、传输距离、泵浦光强下透过率与 衍射行为。其实验光路图如图4 1 ( a ) 所示。该方法的优点是波导结构实时可 调，而缺点是光子晶格稳定性较为欠缺。近年来，基于相位控制技术的多光束干 涉技术 6 2 ，干涉光场所形成的光子晶格的稳定性有了很显著的提高。使得得该 方法的实用性大大增强。 第二种情况，利用文献 6 3 中报道的折射率虚部光子晶体材料，用二能级原 子取代染料，此时二能级原子的分布形成周期的波导，然后利用平面共振激光( 泵 2 l 第四章两种基于c f o 相干模型折射率虚部光子晶体的吸收及衍射特性研究 浦光) 照射整个材料，再以近共振探测光沿波导方向传输。研究探测光在不同失 谐量、周期、传输距离、泵浦光强下透过率与衍射行为。其实验图如图4 1 ( b ) 所示。 圈4 1 ( a ) 第一种情况的光路田 圈4 1 c o ) 第二种情况的光路图 第四章两种基于c p o 相干模型折射率虚部光子