基于soi平板光子晶体理论研究

周期(尺寸在光波长量级)排列所形成的一种人造“晶体一结构。类似于半导体材料电周期(尺寸在光波长量级)排列所形成的一种人造“晶体一结构。类似于半导体材料电子在周期性势场作用下形成能带结构，由于受到介电系数周期性的调制晶体中光子也出现了能带结构，一些特定频率范围的光不能在光子晶体中为光子禁带。由于其新异的光学特性和广泛的应用前景，有关光子晶体的特性。本论文取得的主要研究成果如下(1)系统地介绍了光子晶体产生的历史背景、物理基础、带隙理论及光子晶体分类。综述了光子晶体的特性及主要应用领域，并简单地阐述了目前研究光予晶主要理论方法(2响二维光子晶体能带结构的不同因素，本文分别改变光子晶体不同截面气孔结构(角形、正方形、六边形)的介质柱边长、周期和旋转角度，得到了各不相同的能带带隙及其影响因素，给出理论分析波展开法能更快速的找到合适的带隙，再通过FDTD法进行传输，快速找N(4)设计了基于0．1811m硅工艺的二维光子晶体波导，包括三角晶格和正方晶格方法比一般单独使用PWE法或单独使用FDTD法进行波导设计速度更快，结果确。利用Rsoft软件给出了各结构的带隙曲线和各类型波导传输仿真化填充比、晶格结构、波导细节等因素，使波导达到较好的传输效果。通过结合提高了设计速度和准确性———————————————————————————————————————————————————————————一一S01一ZHAOYou-mei(SchoolofDirectedbyQINXi—materials，aleartificiallycrystals，namelytothatinhibitmodulationtheindex，theypossesswhatsemiconductorto也eelee臼ons．Inthelastdecade．PhotoniccrystalshavearapidlyIntheir———————————————————————————————————————————————————————————一一S01一ZHAOYou-mei(SchoolofDirectedbyQINXi—materials，aleartificiallycrystals，namelytothatinhibitmodulationtheindex，theypossesswhatsemiconductorto也eelee臼ons．Inthelastdecade．PhotoniccrystalshavearapidlyIntheirpotentialbecanseopticalthetheoretically．TheresultsaregivenandofPCsis ofthemarealsooftwo—photonichavebeenmadedoffindcolumnlength，periodicitystluctllreofthedifferentfactors，suchstructureofPBGanditsinfluencingasuitableenergystructuralforthesilicon— withFinite-incorporates(3)AandsimulatePBGferenceTime．Domain(FDTD)method，isgapoftwo—photonictheexactanddisadvantagesintwomethodstheontwo—crystal(4)O．1latticeoflatticeoptimization．ThismoreaccurateandoutPWE0rFDTDmethodaloneindesigningwaveguide．Thebandgapofthestructureand¨ofwaveguidetransmissioncuiNesimulatedhavegivenbyUsinghavebeenofwaveguidetransmissioncuiNesimulatedhavegivenbyUsinghavebeen(5)Pairsmaterialcircumstances，thedetailsoffactors．ItisFDTDmethodandbyFouriertransform—forthe crystal，photonic本人郑重声明：所提交的学位论文是本人本人郑重声明：所提交的学位论文是本人在导师的指导下，独立进取得的成果．除文中已经注明引用的内容外，论文中不合其他人已经发表或写过的研究成果，也不包含为获得山东建筑大学或其他教育机构的学位证书使用过的材料．对本文的研究作出重要贡献的个人和集体，均已在文中以明方式标明。本人承担本声明的法律责任本学位论文作者完全了解山东建筑大学有关保留、使用学位论文的规定即：山东建筑大学有权保留并向国家有关部门或机构送交学位论文的复印件磁盘，允许论文被查阅和借阅。本人授权山东建筑大学可以将学位论文的全或部分内容编入有关数据库进行检索，可以采用影印、缩印或其它手段保存、编学位论文保密论文在解密后遵守此声明⋯一埘嘲日1．1光电子技术是2l世纪最尖端的科学技术。它是在综合了激光、非线性光学及子学1．1光电子技术是2l世纪最尖端的科学技术。它是在综合了激光、非线性光学及子学的基础上发展起来的一门涵盖了众多学科与技术的前沿科学。它的兴起得原有的电子学技术(包括通信技术、计算机技术、测量技术、医学技术等)的许领域得到革新信息技术是信息化社会的主要技术支撑，目前信息技术的核心是建立在半导体尔定律’’，半导体元件的集成度以每十八个月翻一番的速度发展，电子和微电在走向物理上和技术上的极限(如速度极限、密度极限)，这些不可逾越的技术极限信息技术的进一步发展提出了重大挑战。由于光子技术具有高传输速度、高然而，由于光子不像电子一样易于控制，长期以来，光信息技术仅仅在信息传输(子技术，光子晶体(又称光子禁带材料)的出现，使人们操纵和控制光子的梦想成为能，光子晶体由于具有类半导体能带的光子禁带，被誉为光半导体。它的出现使信向光子技术顺利过渡，可能在未来导致信息技术的一次革命，其影响能与当年半导技术相提并论。光子禁带理论自1987年被美国科学家提出后，立即引起了美国等西国家学术界、产业界和军界的密切关注，各国政府机构和一些跨国公司纷纷透入开有关的理论、材料和器件的研究工作。据不完全统计，与光子晶体有关的技术专利前已达上千余项。国外一些大公司已开发出了多种光子晶体器件产品，其中光子晶光纤等产品已进入了产业化阶段。光子晶体的出现，为信息技术新的飞跃提生长点1．2光子晶体概念及其性1987年，Yablonoviteh和John分别在讨论周期性电介质结构对材料中光传播行为影响时，各自独立地提出了“光子晶体”这一新概念【卜21。在半导体材料中由于周期场作用，电子会形成能带结构，带与带之间场作用，电子会形成能带结构，带与带之间有能隙(如价带与导带)。光子的情况其晶体结构类型D回耐图11光干晶体结构类能会出现类似于半导体禁带的“光子禁带’"(photoniebandgap．ebb)，频率落在禁带的光是被严格禁止传播的(如图1．2禁带结构示意图)，如果只在一个方向具有周期构，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，就有可图1．2禁带结构示意L≥Ijt蜜■二茎图3自然界中的部分光L≥Ijt蜜■二茎图3自然界中的部分光干晶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。反来，光子晶体也可以增强白发辐射，只要增加该频率光子的态的数目便可实现。如度，这样便可以实现自发辐射的增强(如图14)。上面的图表示的是自由空间的况；中间的图表示在光于晶体中自发辐射被抑制的情况：下面的图则表示在有缺路￡囤l4光于晶体带隙蛄构示光子禁带的出现依赖于光于晶体的结构和介电常数的配比。一般来说，光子晶体两种介质的介电常数比越大．入射光将被敞射得越强烈，就越有川能出现光于禁带f”localization)，在光了晶体如果原有的周期性或对称性受到破坏，在其光子禁带中如果原有的周期性或对称性受到破坏，在其光子禁带中就会出现缺陷态，与缺陷态I3不同于自然晶体中的原子周期性排布。光子晶体对介电材料的介电常数、几何寸等都有严格的要求，光电子工业中光电子器件工作波长在15“m体的晶格常数在人的头发丝相比还小100倍，所以在光波量级上实现光子晶体的制各是一项巨大的精密机械加工法，也称打孔法。在1990年，Ames实验室首先在理论上证实金石结构的光子晶体具有很大的带隙，在1991年，Yablonoviteh[4】，j、组就采用活性离在高介电常数的介质底板上钻出许多直径为lmm的孔，并呈周期性分布。他制各了图15Yablonobitch制备的第一个三维光子晶体结激光全息光刻技术Ⅲ1比较适合于制造亚微米尺度上的三维周期性结构的光子体，该技术主要利用激光的多束干涉效应柬产生i维全息图案，这样感兜树脂就在田1．6激光仝息技术制备的三堆周田1．6激光仝息技术制备的三堆周期性结i图I7介质条堆(四)反蛋白石方法【是几百纳米的si02小球在三维空间内有序排列。受此启发，不是几百纳米的si02小球在三维空间内有序排列。受此启发，不少实验组获得制造人Opal类光子晶体的方法，也就是用一定尺寸的纳米级小球三维有序捧列，来产生光禁带结构。对于Opal这样就与Opal相反，称作反蛋白石(Inverseopal)。例如Ti02．先在si02堆积的充s她，再将si02通过烧结移去，留下三维有序多孔结构。这种Inverseopal光子图1．9反opal型光子晶1由于光子晶体具有光子禁带，当一束在光子频率禁带范围内的光入射到光子晶上时，这束光将会被全反射回去，由此可以将其用作光子晶体全反射镜和三耗非常小，因此用介质材料所做成的光子晶体反射镜具有极小的损耗发光二极管的效率会有十分太的提高。在激光器中引人光于晶体还可以实现低阈值光振荡。这是因为光子晶体对位于其光子频率禁带范围内的电磁披具有抑制以当光予晶体的光子禁带频率与激光器工作物质的自发辐射频率一致时，激自发辐射就会被抑制。这样一来激光器中因自发辐射引起的损耗会大大降低造高性能的光子晶体光过滤器、单频率光全反射镜和光子晶体光波导。造高性能的光子晶体光过滤器、单频率光全反射镜和光子晶体光波导。如果引入的有着重要的意义，但由于其尺寸特别小，用传统的谐振腔制作方法来制造微谐振腔相当困难的。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谐振腔的品质因数可以做得很高，是采用其它材料制作的谐振腔所无二维光子晶体对入射电场方向不同的TE、TM偏振模式的光具有不同的带构，可以据此设计二维光子晶体偏振片，只要这两种偏振模式的禁带完全错开就可传统的介质波导在大角度弯折时，散射损耗迅速增大。而光子晶体带隙波导上可以无损的使光波900弯折。大规模光子集成要求光子器件的尺寸必须做到和传集成电路中半导体器件一样小，当前各种光子器件通过常规技术很难做到如此小的度，而利用光子晶体制作的光子器件，如波导、波分复用和解复用器、滤波器等常规波导器件相比可以缩小100—1000倍，无疑将成为大规模光子集成的首选设计式方面另外利用角色散特性制作的复用解复用器，由于光子晶体的强角色散特性，可器件尺寸减小几百倍，这些特点使其适合于大规模硅工艺，有利于大幅度降低成本当然，有入提出插入损耗偏大的问题，但由于尺寸较常规波导器件有2—3个数量级下降，总损耗应该是相当的总而言之，由于光子晶体的特点决定了其优越的性能，因此它极有可能取代大数传统的光学产品，对急需发展的光电集成技术而言，无疑具有极其重大的意经济、对社会发展产生的影响是不可限量的SOI材料结构特行速度。现有的体硅材料和工艺正接近它们的物理行速度。现有的体硅材料和工艺正接近它们的物理极限，在进一步减小集成电路征尺寸方面遇到了严峻的挑战．必须在材料和工艺上有新的重大突破。目前在界公认为纳米技术时代取代现有单晶硅材料的解决方案之一，是维持Moore定律的一大利器$01材料具有图110的结构图，SOl结构的主要特点是在有源层和衬底层之间插埋氧层来隔断有源层和衬底之间的电气连接。它和硅基器件在电路或器件结构上的要差异在于：硅基器件或电路制作在硅村底或外延层上，器件和村底直接产生接，高低压单元之问、有源层和衬底层之间的隔离通过反偏PN结完成：而SOI技术的有源层和衬底甚至高低压单元之间都通过绝缘介质完全隔开，各部分的电I．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．．网艺／。SOI结构体硅器件和SOI器件的结构如11l囤1 transistoroBandSOI材料的特有结构带来SOI器件的优异性能，主要优点表现在以F提高了器件的运行速度，与体硅材料相比，SOl器件的运行速度提高了20—具有更低的功耗，该材料器件减小了寄生电容，降低了漏电，SOl器件功耗一T减山东建筑大学碗士学位论的半导体生产材山东建筑大学碗士学位论的半导体生产材料是体硅，而体硅的集成电路制备工艺已接近物理极限。SOl材料(见图112幽 SOl材料的广阔应用及发展前景I率变换和能源处理装簧提供了高速、高嚷成度、低功耗和抗辐照的新型电路．在车电子、电源管理、显示驱动、武器装备和航空航天等领域有着极为广泛的应用景。SOl技术被称为“二十一世纪的硅集成电路技术”应商为法国Soitec、H术信越(SEn)、门奉SUMCO，其中，前两家提供了约90％产品。其主要驱动力来自于高速、低功耗SOlIU路，特别是微处理器(CPU)应用片中，300mill占60％，200111111占28％。SOl的高端应J『J，卜要足需要300mm圆』k罔1I3说明200mm年¨300mmSOl柢TonISiliconD哪巴=乏=主羔围ll3Gzowthdemandof200nm蛐d柢TonISiliconD哪巴=乏=主羔围ll3Gzowthdemandof200nm蛐d低电路性能，甚至损坏电路。而由于SOlCMOS电路在高温下漏电流小、无热激锁效应、阚值电压漂移小，因此SOlCMOS很适合在高温环境下工作，如在油井气井探测、汽车的点火与排气、航天飞行的引擎监测及民用核能等方面的应用。以上时用SOl制作的4k、16k及256kRAM和500"C以上时SOlCMOS振荡器电都获得了满意的效果{”1以降低工艺成本，减少离子注入缺陷浓度。目前，采用Smart—Cut工艺可进行制备许来_路技术特别适合于进行人量的并行数的聚X寸---甲苯薄膜，这两种薄膜可被用于生产某些的聚X寸---甲苯薄膜，这两种薄膜可被用于生产某些特制的扩音器如仿生定向扩音器【201要具有平面上的灵活性，通过施加相当小的力就可以形成视网膜的形状。开 二维光子晶体中主要有两大类应用。一类是光子晶体光纤，在截面利用不同射率介质的周期分布，在纵向与普通光纤一样介质折射率均匀；另一类是二维晶体平板波导，利用不同折射率的介质层问的全反射把光波限制在垂直方向的维上，在二维平面上折射率呈周期分布。这二者是近几年国外发展起来的非常有途的光路控制技术二维光子晶体波导利用在周期介质上制造线缺陷，这样在原来形成的“光子禁带中会产生相应的“缺陷态”，频率符合缺陷奄的光波就会在光子晶体中传播。就可使光路实现无损耗、无色散的在光子品体中沿直线或各种角度的弯折传输破了传统波导的限制。如图114所示．A图演示了光波在一有直线缺陷的光子晶图14二堆光干晶体直线型和直角型平掘波导对光的传用电子束直写曝光技术来实现。此外．下一代光刻技术(即x径。曝光得到的光子晶体图形通用电子束直写曝光技术来实现。此外．下一代光刻技术(即x径。曝光得到的光子晶体图形通过刻蚀工艺从掩膜转移到半导体材料上。干法刻蚀二维光子晶体悬浮结构。有源器件的有源区f量子阱层)是一种弱导近似波导结构(b)(1于二维硅基散射体不同截(1于二维硅基散射体不同截面气孔结构(三角形、正方形、六边形)优化参数，寻找合散射体是三角形时，由于对称性较差，可以获得全方向的禁带，完全带隙宽度为最大值(忱．C01)a／2xc=O．1706：六边形带隙宽度达到最大值(c02．∞1)a／'2xc=O．2051(2)利用平面波展开法与时域有限差分法相结合的方案，通过平面波展开法能面(三角形、正方形、六边形)的带隙位置，比较两种方法在计算带隙问题上的优缺点给出所设计结构的准确带隙位置导传输率；又设计了基于SOl的二维光子晶体缺陷W3型平板波导，利用设计结一些的重要结论近几年来，不管在理论分析还是实验制作方面，对于光子晶体近几年来，不管在理论分析还是实验制作方面，对于光子晶体的研究都取得了跃式的进展。很多关于光子晶体的研究方法也应运而生。常见的主要方法有：平面展开法【22。251、转移矩阵法【261、有限差分法【271，时域有限差分法【28以91、格林函数求法【30。311分法(FDTD)分析带隙，并作传输仿真，对结果作了分析比较，力求得到较为准确的2．1前定频率范围内产生光子禁带(也称PBG结构)，当光子的频率落在带隙频率范围内光不能在介质中传播而是被反射掉。尽管三维光子带隙结构具有重要的应用潜力，但在可见光或者红外线区域制作具有光子带隙的三维光子晶体仍然是一个无法克服的难，相反地，人们已经在这一区域成功制造了具有光子带隙的二维光子晶体【32∞1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，它是由许多同，获得的光子频率禁带宽窄也不一样。一般来说，介电常数越大，带隙宽度越大形和石墨结构的光子频率禁带较科34】众所周知，光子禁带是否存在主要取决于光子晶体的三个因素：1)两种介质的电常数(或折射率)差；2)介质的填充率比；3)晶格结构．一般来说，设计大禁带光论文主要利用平面波展开法对三角晶格，正方晶格两种晶格类型的三角柱型、六角论文主要利用平面波展开法对三角晶格，正方晶格两种晶格类型的三角柱型、六角2．2平面波展开法是计算晶体能带最早和最常用的方法。其基本思想是根据光子晶的周期性，利用Bloch定理和Fouder变换，以平面波叠加的形式在倒格矢空间展开磁波，将Maxwell方程组化成本征方程，然后求解得到波矢所对应的一组本征频率征频率的集合就是光子能带。该方法尤其适用于介电常数恒定时，不需引入假定2．2．1光子晶体中的基本方宏观电磁场中的麦克斯韦方程是一E|l1一六=V·D=4一日V一一船一研一劬一所塑1一其中豆是电场强度；詹是磁场强度克斯韦方程变为v．％∽聊脚v咖力一篮章：将电场和磁场的时间部分和空间部分分疗(尹，t)=疗(尹)P雷(尹，t)=后(尹)P‘场的空间部分满足横向关V·日(尹将(2．4)代入(2．2)二维问题，可令丘=0二维问题，可令丘=0。上式(2石)中的V×轰专V×是一个厄米算符，它的特征值一定l司理得剑电场强度展外(2．8)和(2．9)代入(2．6)的两式中得到傅罩叶系厂1(云+6)×I∑‰坼+d)×凰I+∥或(石+G)2．2．3介电常数展其中函数s(f)定义嗣2．2．3介电常数展其中函数s(f)定义嗣鼍廓；，舢尉刁c尹，=去+(去一去)莓sc尹一天其倒格矢的傅里叶变换公式rl(O)将(2．13)代入(2．14)得到倒格矢空间的函数r1(O)÷／+1。(1一厂)，吞 }丢)厂警屉以为一阶Bessel函数，乞为介质柱的介电常数，毛为背景材料的介电常数，厂2≥‘刁c尹，=去+(丢一去)莓喜sc此时倒格矢空间的函数77(亏)I机面k一姜，莩本e确珥施I机面k一姜，莩本e确珥施鼠。(芦，t)=exp[i(k·尹一‰f)]∑矾(吞炉(云+召)×[善％G·c石+G’，×硬·]+国2日G。2．。。I上／+1(1．，巩面k一姜，莩本P确啄施2．3时域有限差分时域有限差分法【431(FDTD)是K．S．Yee于1966年提出的，由于其直接对麦克用于光子晶体的传输研究中。基本思想是：FDTD计算域空间节点采用Yee元胞的换；在连接边界上采用连接边界条件加入入射波，从而使得入射波限制在总场区域在吸收边界上采用吸收边界条件，尽量消除反射波在吸收边界上的非物理性反射波和反射问题【45散射【48491和反射问题【45散射【48491上的辐射，得到宽带天线的输入阻抗及瞬态辐射场的直观可视化显示‘561◆Luebbers和Hunsberger等 ◆Maloney和 ◆Berenger(1994，1996年)提出将麦克斯韦方程扩展为场分裂形式，并构成完全层(PML)，这是一种全新的吸收边界【59-61]；Sacks等995年)和Gedney(1996年)提2．3．1FDTD的特特点如下(2)精确性：FDTD法采用基本Yee原胞，Yee原胞网(2)精确性：FDTD法采用基本Yee原胞，Yee原胞网格点上的电量仅与它相邻的磁场(电场)分量及上一时间步该点的场值有关。给出初值后在(3)适用性：该法中的参量是按空间网格给出的，因此只需设定相应(4)缺陷性：有限差分法没有考虑晶格格点的形状，遇到具有特殊形状格点2．3．2二维Yee图2．1电磁场在Yee网格中的空间分定律l1l纽渡In如YYXXl1l纽渡In如YYXX第一个网格中：(1)磁场分量磁、耳垂直于网格的边，并位于边的中央。(2)电在错开的第二个网格中：(3)磁场比、吼位于网格边的中央，并与边平行。，缸誓一等=一∥警一吒砌(m)[盟业弩幽坷(m)|业监％幽月：“(f+圭，歹+{)=(Y)(所)·月?“+专砌(m)[盟业弩幽坷(m)|业监％幽月：“(f+圭，歹+{)=(Y)(所)·月?“+专，_E+5(f+圭，歹+1)一E+50+圭I2∥÷一‰瓠8譬警一等=s 删历，·[业研+1(f，／+{)=CP(m)·蝴吣[盥等也l一亟翌CB(研∑1一—a．(re—叫朋)=砸1+二贮l一亟翌CB(研∑1一—a．(re—叫朋)=砸1+二贮￡s表示介质介电常数；／l表示磁导率；仃表示电导率；or和吒式(2．18)和FDTD法的几个相关问题分FDTD法导出的差分方程是按时间的推进计算电磁场的变化规律的，随的推移就直接模拟出了电磁波在介质中的传播情况，需要频域信息时只需做缸，每和△z之间必须满足一定条件，否则将出现数值不稳定性，随着计算步数的与缸，△y和△z之间的关系。二维FDTD模拟中，稳定性条件V√c专2+c专吸收边界条平均值吸收边界、单向波吸收边界和完美匹配吸收层(PML)边界等几种吸收边界件。J．P．Berenber在1994年提出的PML是一种精度很高的吸收边界条件‘“舶】。它计算网格空间的外层敷上一层完全匹配介质层，所谓完全匹配是指介质的波阻抗相邻介质波阻抗完全匹配。因而入射波将无反射地穿过分界面而进入PML层。介质层对外行波的衰减很大，只有少量的边界反射波重新进入内场成为透射波，激励对激励源的模拟是利用FDTD方法分析电磁问题时一个很重要的任激励对激励源的模拟是利用FDTD方法分析电磁问题时一个很重要的任务，即如选择合适的入射波形式以及怎样用适当方法将入射波片加入到FDTD迭代中。从源、面源等2．4转移矩阵方法【成本征值求解问题。转移矩阵表示一层(面)格点的场强与紧邻的另的关系，它假设在构成的空间中在同一个格点层(面)上有相同的态和相同的频率射系数及透射系数N阶(Order-N)法这是引自电子能带理论的紧束缚近似中的一种方法，是由Yee在1966年提出的域有限差分法(FDTD)发展来的【691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得场强随时间从而最终解得系统的能带结构具体作法：通过傅里叶变换先将麦克斯韦方程组倒空间，用差分形式约简方程组，然后再作傅里叶变换，又将其变换回到实空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数目N成正比。但是在处理Anderson局域和光子禁带中的缺陷态等问题时，计算量2．5本章小3．1前众所周知，影响二维光子3．1前众所周知，影响二维光子晶体带隙结构的因素有晶格结构、介质柱形状、相介电常数和填充率等。本文利用平面波展开法研究硅基多边形气孔三角晶格的带隙构，通过改变其晶格常数、多边形边长和基元旋转角度，研究了晶格参数的变化对3．2三角晶格介质柱图3．1正三角晶格结构正格矢和倒格上图中高对称点r、．，、X的石空间关键点定义了三角晶格的简约布罩源区为3．3二维硅基三角形三角晶格光子晶体的带隙分，表示空气孑L--"角形边长，0为品格基元旋转角度Ea=11．9，eb=l固3．234给出了保持骈口口图33、图固3．234给出了保持骈口口图33、图率差，归一化中心频率(or2+oJl)a／4船为带隙上下频率点的中心值，toa／'2ac=a／2为归；g—fj0堪艚蘑#；{^P}“3*《々}O88(1=o88“m)时，带隙宽度达到最大值∞2-由1)a／2’tc=0．049，此时是最佳填充率充牢之后，带隙宽度随三角形边长增大而减小；从曲线斜率看，在l／a=045．0．88lam时，品格出现排列，即(埘2一∞，)a／2nc=0。由图3．4可看出品格常数不变，改变三角形边长时，中迅速山东建筑大学硒士学位论88tan)不变时，图32q《omm圈88uⅢ时．山东建筑大学硒士学位论88tan)不变时，图32q《omm圈88uⅢ时．带隙宽度随口的变化曲城圈3．6I-088Ism时．中一。擐率瞳4的变化曲图 ¨m时对带隙影响较为缓慢。由图36数d增大而减小。从斜率可看出在晶格常数d在088～1．2岬区间对带隙影响较快在口大于2ism时．品格30tzm)、a扣 08：30。～604∞。。。。i岫酊tD圭733,4完全带一般说来，两种偏振模式的光子晶体都具有带隙，而且彼33,4完全带一般说来，两种偏振模式的光子晶体都具有带隙，而且彼此重叠时。二维光体才具有完全带隙。具有完全带隙的光子晶体因对于不同传播方向上的光都存在光带隙而最具有使用价值‘701。已有研究表明，TM带隙容易出现在高介电材料孤立分的结构中，TE带隙容易出现在高介电材料连续分布的结构中。这为我们找完全带隙提供了启示。通过优化结构参数，计算得出拍=0．7-1时出现完全带隙．全带隙宽度随边长增大而增大，空气柱边长越接近晶格常数完全带隙越宽，即空气间有很薄的介质层隔开，这样刻蚀工艺难度加大㈣．1／a=o．99时，完全带隙宽度为O带隙中心频率为o55，如图麓＼歹心二三二。甓S∥MKrr图3,8完仝带隙宽已知ea=11,9，％--1，口表示晶格常图3．9幽310、图311给小了保持0}Fla(a-Ipm)不变叫，m39所示品格结构的带隙宽和中心频率随边长的变化规律。其中带隙宽度(∞2．∞1)a,／2兀c，归一化中心频0和a不变时，b改变对带隙的影OO埔O和中心频率随边长的变化规律。其中带隙宽度(∞2．∞1)a,／2兀c，归一化中心频0和a不变时，b改变对带隙的影OO埔O冬耄i§蒸耄茧OOOs：m惦∞¨图图3．10带隙宽度随b的变化曲中心频率随b的变化曲先增大后减小。b／a=0．75(b=0．75lxm)时，带隙宽度达到最大值此时是最佳填充率位置。显然，达到最佳填充率之前，带隙宽度随正方形边长增而增大；达到最佳填充率之后，带隙宽度随正方形边长增大而减小；从曲线斜率较快；同时注意到b芝lam时，晶格出现了相交的情况，此时晶格基元的排列经不再满足布洛赫格子，介电常数不再成周期排列，即(∞2．COI)a／2nc=0。在由图可看出晶格常数不变，改变正方形边长时，中心频率随边长增大而增大，在边长0j}l：ib不变，a对带隙的影《'*蔫一f8+S一辟龋聿母8“m时，中心频率随4的变化曲p．m时．带隙宽度随口的变《'*蔫一f8+S一辟龋聿母8“m时，中心频率随4的变化曲p．m时．带隙宽度随口的变化曲线图1312h-0图312表明对于J下方形边长不变时，改变晶格常数口时带隙宽度随周期先增大后小，在 grn(b／a-08)时，带隙宽度最大，对应最佳填充率位置。晟佳填充之前带隙宽度逐渐增大，最佳填充率之后带隙宽度逐渐减小，从曲线斜率看出品格数a大干 充率之后带隙宽度逐渐减小由图 um区间对带隙影响较快，在a大于14p．m时，品格3 b、a不变，改变0对带隙的影图 能带和第2能带之问带隙，在O。～10。时带隙宽度随角度增加而减小，在8内中出现最大带宽是017058ⅡB3圈315图16、图3．17给出了保持p和n(a=lpm)不变时，图度和中心频率随边长的变化规律。其中带隙宽度∞2．∞-)a／2nc，归一化叶1圈315图16、图3．17给出了保持p和n(a=lpm)不变时，图度和中心频率随边长的变化规律。其中带隙宽度∞2．∞-)a／2nc，归一化叶13_≮一f+f一*《々}o，≈cI}．毫MK*$圈316带隙宽度随六遗形迪长b的变化曲罔316可看出在品格常数a不变时，对于六边形气孔，带隙宽度随着边长都先增大后减小。此时魁域仕填充率位置。显然，^边形带隙宽度随边K的变化舰_i_l!和二角形、正形的牛H似。达到最佳填充串之J讥带隙宽度随难方形边长增大而增大；选到最佳充翠之后，带隙宽度随正方形边睦增大而减小：从曲线斜牢毳}}；，和最住填充前边长埘带宽影响较为缓慢，最佳填充率之后边长对带宽影响较快。山l蚵317埘带隙影响较为缓慢，边长较大时影响较为迅速3．5．20和b§辇口{里-}g一*《o．十丑∞”“¨n”地肼埘m肿m图318b=O85“m时，带隙宽3．5．20和b§辇口{里-}g一*《o．十丑∞”“¨n”地肼埘m肿m图318b=O85“m时，带隙宽度随a的变化曲线囤319b=O85pro时，中心频率随口的变化小，在n大于由图 斜率可看出在晶格常数a在09一l69m区I自J对带隙影响较快，在a大于1．6gm35图3b，a不变，带隙随0的变化曲罔20给m了保持角度0的变化规律。扫描角度0转过1200过程中，发现带隙结构呈60。周期规律变山束建筑太学碗士学位论c¨Ⅱ¨¨"¨M田322山束建筑太学碗士学位论c¨Ⅱ¨¨"¨M田322b．口不毫，带隙臆口一30图3．21b．n不变，带隙随扣606的变化曲子晶体各参数变化对带隙结构的影响t口e—i+￡一*冁々年kna^．}fve目324中-o图323带隙宽度随迫长的垂化曲形气孔结构较易产生带隙，六边形气孔截面更易生成大带隙结构。这足由于A边形频范围 《?g蒸Ⅱ．≈丑fJ博钟筐耘拿Ⅷ嚣嫩怂躲嚣裟m25迫长不变时，带隙宽度随口的变化曲线困《?g蒸Ⅱ．≈丑fJ博钟筐耘拿Ⅷ嚣嫩怂躲嚣裟m25迫长不变时，带隙宽度随口的变化曲线困26迎长不变时，中心频率随a的变化曲由图3．25、填充率之前，晶格常数增大带隙宽度增大；在最佳填充率之后，晶格常数增大度减小。六边形、正方形气孔截面较三角形气孔截面受晶格常数影响较大，六边形面有更大带隙，最大值达No2051。中心频率随晶格常数增大均向低频处移动。六“F—；竽匕]w猫i=兰兰图3．7，图b．aa：变，带隙随口的变化曲图3b．d不变，带隙随目的变化曲山罔37、截面结构带隙宽度均呈60啁期变化。三角形气孔截面：在日=3008，在60。时带隙宽度最小值0049。六边形。t孔截面：住目=60。，b=O内带隙宽度逐渐减小，在100～180内带隙宽度逐渐减小，在100～180内带隙宽度逐渐减小，但变化幅度不大，在18*---内带隙宽度逐渐增大。周期变化过程中出现最大带宽是0．17058。另外三角形给出一个完全带隙，l／a=0．99时，完全带隙宽度为0．04，带隙中心频率为0．55：正3．7本章小利用平面波展开法分析了二维带隙材料的带隙特性，对于二维硅基散射体截面气孔结构(三角形、正方形、六边形)的能带结构，光子带隙及其影响因素作了细的分析，给出模拟信号光的传输。结果表明对于硅基空气孔结构，散射体是三(∞2．∞1)a／2nc=O．1706：六边形带隙宽度达到最大值(∞2一C01)a／2nc=O．2051目前最为常用的光子晶体带隙计算方法是平面波展开法和时域有限差分法，尽它们已有许多文献论述，但有关两种方目前最为常用的光子晶体带隙计算方法是平面波展开法和时域有限差分法，尽它们已有许多文献论述，但有关两种方法对硅基多边形气孔截面带隙结果进行对比以及对精确度进行分析的文献至今未发现。进行这方面的工作对于准确、快方程组转化为一个本征方程，通过求解第二章本征方程(2．10)、(2．11)便可以得光子的本征频率。时域有限差分法直接从Maxwell旋度方程出发得到差分方程，从场与磁场互相包围，每个网格都满足Faraday感应定律和Ampete环流定律，通过二章离散方程(2．17)、(2．18)、(2．19)aO可求得所需求解的结构的场分布，再进行傅里【O．22．0．245]范围处，两种计算方法存在重合区域：[0．22．0．237TM——_k～ m、、、、、、、、、、、、、m、＼、、～．——，∥>——·毒≠享毒手鼍，心&心心心心心心汰浏——2奄=3v南葛；1)蚕董案芒MrKr三角形介质柱在／／一．n．曩一onI母>圣一c塞∞a，2耳图4．2三角形介质柱在l／a=O．8时FDTD个不同点：(1)禁带一．n．曩一onI母>圣一c塞∞a，2耳图4．2三角形介质柱在l／a=O．8时FDTD个不同点：(1)禁带数目不同：对三角形气孔结构，平面波展开法可能存在有1个或个甚至3个禁带；而用FDTD法计算的禁带一般少于或等于平面波展开法，只有l至lJ2禁带；(2)禁带范围不同：平面波展开法和FDTD法计算出的禁带所在的归一化的范围不同，有很大部分禁带区域没有重合表PWE法禁带与FDTD法禁带对比表(归一化频率碧长在边长是0．7岬时两种方法计算的结果对比。用PWE法算出[0．254~O．3951，FDTDTMBand铀聋O在边长是0．7岬时两种方法计算的结果对比。用PWE法算出[0．254~O．3951，FDTDTMBand铀聋OO．—●’—rr●’_—-‘—～ 一一．—一一‘—．，，o——㈥㈧O—‘二二：：：j：二O2葛“o式葛3蚕堑营芷、，、、／≮OXMrr图4．3正方形介质柱在l／a=O．7时PWE法带骱断＼IJ0＼：．眦一，0一．丁．母一口3一—m>．19一0』6硼图4．4正方形介质柱在l／a=O．7时FDTD法带隙表4．2列出了晶格周期a=lgm不变，正方形边长从0．5-0．8pm变化范围I为FDTD禁带范围和平面波法禁带范围及其重合区域。比较发现，两种结果也存在三个不同点禁带区域大部分是两种方法重合区域．考PwE法禁带qFDTD法禁带对比表(归一化频率coa／'2xc-c法算得的带隙图，其他参数见表4．3Band二’’oj÷jj≮．二≥》《．考PwE法禁带qFDTD法禁带对比表(归一化频率coa／'2xc-c法算得的带隙图，其他参数见表4．3Band二’’oj÷jj≮．二≥》《2葛 蕊㈣阏卤葡j·——_．——：／’·≥遗《Ig-喜。?≤I∞’≯纛I。KMr图4．5六边形介质柱在l／a=O．75时PWE法带三要芝∞矿图三要芝∞矿图 六边形介质柱在l／a=O．75时FDTD法带隙表PWE',：A禁带-与FDTD：,-k禁带对比表(归一化频率ma／24．5本章性：平面波展丌法，采用的是矢量分析的方法，其算法精度与平面波数成正比关系，确，导致计算结果中出现一些实确，导致计算结果中出现一些实际不存在的禁带，称为“虚假禁带一。FDTD法，其算法中采用了通过缩短空间步长的方式可以有效的提高计算精度，但计算量将成通过对三种结构用两种算法得出的结果都存在一重合的区域，在其算法中采用由于两种算法都具有其合理性【72431，以及该重合区域的非偶然性，可以得出结论，重合区域为最可能包含实际禁带范围。选该区域为所设计的光子禁带中心能更好的合实际设计情况由上述结果分析，可以得出于光子晶体加工的复杂性和高难度性，因此，有在理论设计时将两种方法结合起来，运用平面波法进行禁带的粗略计算，运用法作为真假禁带的判定方法，可以得出结论，单纯利用一种方法进行光子晶体的初设计都不能够保证所得禁带的准确性，用平面波法得出的禁带具有成为虚假禁带的法的禁带重合区域为中心的区域5．1前平板(PCS)结构中引入一个线缺陷，可以创建一个导5．1前平板(PCS)结构中引入一个线缺陷，可以创建一个导光的通道，称作光子晶体光波(PCW)，这与传统的基于全内反射【74】的光波导是完全不同的，它是利用了缺陷态的此，光子晶体中，利用缺陷模式实现光传输不会产生模式泄漏。基于这种优异的光局域化特性，实现光波导的任意弯曲是可能的，这就可以大大减少集成光学器件的围被空气充填，去掉某排介质柱就形成了相应的线缺陷；也可以是在介质板上刻蚀周期性排列的圆柱洞。其实二者是一样的，只不过是前者圆柱折射率大于周围气)的折射率，后者圆柱洞(空气)的折射率小于周围环境(介质)的折射率罢了。而在子晶体中掺杂后，又会在光子能隙中出现电磁波局域化模式(缺陷模)，通过[so-s4】，光子晶体的许多应用都是基于这一原理，如高品质激光器的谐振腔、某一方波性能远优于普通的光学滤波器。目前光子晶体滤波器有多种，如二维同质结光子[88-92】，通过外加电场改变液晶分子的取向，导致其折射率改变，实现了对光子晶体波的调谐作用对于不同晶格结构，利用平面波展开法和时域有限差分法找到对于不同晶格结构，利用平面波展开法和时域有限差分法找到较为准确的带隙置，引入相应的缺陷设计波导器件，然后通过传输仿真，可以模拟器件的工作情况不断改进就可以设计出合理的光子晶体波导结构电常数为l。在二维光子晶体中，通常采用在介质上周期性地刻蚀圆孔或生长圆柱方法使其变成周期介质，引入缺陷则通过填充圆孔或去掉圆柱的方法实现。就制作以采用湿法刻蚀或干法刻蚀，目前比较流行的技术是利用干法刻蚀技术在基板上刻出需要的小孔，这种方法刻出的小孔垂直度较好，湿法刻蚀无法保证较好地垂直度背景的平均面积之比。通过对．厂进行扫描，可以找到存在最佳带隙和结构处的填充比我们分别对三角晶格和正方晶格的光子晶体进行了分析，特征频率与填充比的曲线两者关系如图5．1和5．2所示，分析带隙结构时我们选择归一化频率较低的部分(一的部分，并且将TE和TM模的曲线重叠在一张图中便于对比。图中横坐标为填充较小，直至吐厂=o．48附近才出现，此处要设计适合=葡i#n高三}gm3F∞上填充囤51三角品=葡i#n高三}gm3F∞上填充囤51三角品格低阶带隙随填克比的变化曲线一^矗。饕—葡3一}o[∞寻生u图5．2有重合，只有二者的第二带隙有部分重合，但是重合的区域，很大，因此设计艺的要求，否则无法拥工。根据248nm深紫，b(DeepUV)曝光技术和艺的线宽要求，在以上带隙分析的基础上，我们选出一些带隙位于1550nm(波长位近红外区域1的晶格结构，作为进一步优化设计的目标。选取圆艺的要求，否则无法拥工。根据248nm深紫，b(DeepUV)曝光技术和艺的线宽要求，在以上带隙分析的基础上，我们选出一些带隙位于1550nm(波长位近红外区域1的晶格结构，作为进一步优化设计的目标。选取圆孔半径，从98nm250nm，周期a从350rim到700nm等多种结果进行了带隙的计算目前国内外学术界研究的重点，集中在孔径200run、周期400mn附近，它们要工艺水平在亚微米量级，也已经快到了发展十分成熟的微电子工艺的极限附近艺上是比较难的。尤其在国内。因此又设计了孔径在0．49m附近的较大尺寸结构表袁51光干晶体波导结构参正方晶半径r(nm周期多、—‘_7一>、tf三多}≮÷≮、、o，eoQ鲁3矗岳蠹上K＼弋rMr图53r=96nm，a=370nm似3l}KMrr腰5 r=105nm，a=380nm的三角晶播结构的带隙曲线图 ¨‘TIE口3l}KMrr腰5 r=105nm，a=380nm的三角晶播结构的带隙曲线图 ¨‘TIE口¨¨。笔妻——_～=：§¨／／¨—，P，7≥一『∞o，eiu畚一苦亲芷呲¨>、7、、④＼／¨KMrr臣55r=355nm，a=940nm图 在带隙，图57是1需rXMr¨¨6，=175nm，a=535nm的正方晶格结构的带隙曲线在带隙，图57是1需rXMr¨¨6，=175nm，a=535nm的正方晶格结构的带隙曲线、，—手＼¨N<≥¨吾Bl重L7⋯。。，／／TE口"罔r¨¨rXM困5r=348，a=$00导，并进行传输的仿真山东t筑大学硕士学位论5．22二维si基光子晶体线波导结椅设山东t筑大学硕士学位论5．22二维si基光子晶体线波导结椅设下面选取几种晶格结构分析参数设计波导结构。r=355nm，a=940nm格结构，带隙曲线图见图5．5所示，从图中看出归一化频率为[0233-0．37]和fO692-0．7的光于是被禁止传播的，为了有效控制光的传输，我们引入缺陷，使光波长对我们在光子晶体渡线缺陷八口处用具有一定频宽的高斯脉冲进行激励，在线在出口处用能量探测器P2来进行接收．运行2000步长得到如直线型光子晶体模东■。√。。j=；；∥1酾光-T-,臣体波导中的模拟埽分布囤5．9鲴形三角晶辖直线光干晶体涟导透图围5．10图slI正方形三角晶格线光子晶体波导透山东建毓大学磺士学位论时，在光子晶体中的光波只能沿着线山东建毓大学磺士学位论时，在光子晶体中的光波只能沿着线缺陷传播，能量集中到达输出端。从图中可以出光波较好的沿着线缺陷通道传输。相比较文献‘二维椭圆空气柱光子晶体波导滤特性的研究》畔】．敞射体是椭圆形在相对介电常数为11．4背景材料上打空气孔，空散射体有更好的传输效果。如果光的归一化频率不在这个范围．则光波在光子晶体导中散射或衍射都很强烈，不能达到输出端或者到达输出端的能量只是很少的一图1213椭田彤三角晶格光子晶体线波导透射谱53二维si本论文在上一章各算法的基础上利用仿真软件对光子晶体波导的几个重要影优化各结构，得到适合要设定结构的理想结果唧是周期的o38、0．5、o6和O75倍时，得到图514四幅图，列幅图为正方形边变化时光子晶体线波导透射i}}，发现徉05倍周期时．低频段光波传输率极高，高g_d暑膏_rg薯_罾日■g_d暑膏_rg薯_罾日■图5．14由于散射子是正方形，比圆形柱的对称性低，可以通过改变散射子的方位角发在导带可以实现不同的缺陷模，我们分别对散射子的角度是300、600、750和900透射谱分析，得N5．15图，四幅图为正方形散射体角度旋转变化时光子晶体线波导对应的缺陷模归一化频率范围分别是【O．295—0．315】、[O．3—0．3125】、[0．3-0．315[0．31．0．32定频率的光进行衰减，从而用作可调光衰减图30Itm和l图30Itm和l55ttm)导层，材料自身的吸收损耗很小，顶层硅和埋层Si02囤5sol平板直波导结构在平板t扣孔的光子晶体中去掉一行圆孔而形成的光子晶在平板t扣孔的光子晶体中去掉一行圆孔而形成的光子晶体直波导称为W1型导。光在这种波导中是以单模传输的．从而成为人们研究擐多的波导类型之w1型波导的宽度很窄，光耦台到波导的效率很低，用其制成光子品体器件还而在光子晶体中去掉三行圆孔而形成的W3型光子晶体波导虽然在模拟计算中是多模传输的。但可以大大提高激光耦合到波导中的效率o”-961，而且利用w1型波导有了独特的功能。≥∞《⋯lo1115 r=170nm，剃57nm时，SOl基导光屉犀为240响时Ex棋扣一§一N_1÷；围518r=170nm．口=457nm时，Si基导光层厚为240flm时Ex2表52SOl层折射层项中间衬2表52SOl层折射层项中间衬TE模的情况，阴影部分就是产生的带隙，从下向上依次为第一、第一带隙。可见TE图¨"："¨∞暑ⅫjQ尚i0一≈EQ嚣t④¨∞KMrr图F170nm，a-一,57nm的三角晶格光子晶十'gTE¨—盯¨二二～：=¨～、¨，／∞【Yi8要口}L——，④旺¨／¨—盯¨二二～：=¨～、¨，／∞【Yi8要口}L——，④旺¨／∞KMrrr=lT0nm，a一--457rtm的三角晶格光干晶体TM圈5口处收脉冲序列进行分析。在线缺骼的上下两端放置两个能量探测器P1和P23摹2卜x( r一170nm，a--457nm十J"SOl基导光层犀为240nm时￡x模拟rrFrcqucacy(乳，tt图5．23缺陷W3型直波导两种不同气孔大小的透射谱对口。盎协嚣∞乌矗-I一图5．24透射率随气孔半径变化曲口。盎协嚣∞乌矗-I一图5．24透射率随气孔半径变化曲了波长为而在该模拟计算中未对入射光源进行耦合，造成入射光源在界面反射较大，这是影本章设计了基于S01--维光子晶体波导器件。设计了基于O．18tam硅工艺的二维子晶体平板波导，包括三角晶格和正方晶格结构的直线形波导等几种光子晶体波导该软件给出了各结构的带隙曲线和各类型波导传输仿真充比、晶格结构、波导细节等因素，使波导达到较好的传输效果本论文对二维Si基多边形散射体光子晶体结构带隙、Si基圆形二维光子晶体直导、SOl基圆本论文对二维Si基多边形散射体光子晶体结构带隙、Si基圆形二维光子晶体直导、SOl基圆形二维光子晶体平板直波导结构作了理论上的研究，对基于SOI平板波在理论开创性的探索研究构(--角形、正方形、六边形)优化参数，寻找合适的能带结构、光子带隙及其影响(oJ2-o)1)a／2ff．c；0．2051快速的找到合适的带隙，再通过FDTD线和各类型波导传输仿真图。并设计一SoI基平板光子晶体结构，对缺陷W3型光弯折波导、Y形波导也做过深入研究，但文中没有详细例举4．对所设计波导进行了各种优化，在介质材料介电常数一定的情况下，分析优填充比、晶格结构、波导细节等因素，使波导达到较好的传输效果。通过结合FDTD和快速傅立叶变换用以辅助设计其他波导器件，比通常的直接改变结构的设计不同截面(三角形、正方形、六边形)的带隙位置，比较两种不同截面(三角形、正方形、六边形)的带隙位置，比较两种方法在计算带隙问题上1550nm的带隙结构，优化各结构参数，提高了入射光的透射率。找到了研究光子晶器件理论的一般方限制的结构，它非常适合用来制作紧凑的高速低功率的光子集成器件。光子晶体波导以其优异的光子限制能力，具有传统光波导所无法企及的优越性，能实现任本文利用PWE和FDTD分析二维光子晶体带隙结构，为找到合适的带隙结构进行参数优化，在此基础上进行平板直波导透射率分析，作者认为在以后工作中以下几方面还得深入研究1．本文利用PWE和FDTD对二维多边形散射体光子晶体带隙作了详细分析，到了一定宽度的带隙，下一步可以尝试复合晶格结构，寻求合适较宽完全带隙S01各层厚度与硅工艺兼容，上层硅导光层厚度对传输率影响较大，本文已对硅层影响传输效果作了研究，但没展开分析，这是下一步具体工作之一弱，为了提高透射率，下一步应在波导两侧尝试加入光引入和引出的脊型波导本文是在导师秦希峰教授的悉心指导下完本文是在导师秦希峰教授的悉心指导下完成的，从论文选题、课题调研、理回头看看这几年来的学习、工作经历，回想那些面对困难时的仿徨，取得进展时喜悦，成果得到承认文章发表时的兴奋，确实是酸甜苦辣，感触良多。秦老师待和蔼可亲、平易近人，可工作起来严肃认真、踏踏实实、一丝不苟，是老师科学谨的治学态度，刻苦努力的工作作风，无私奉献的人格魅力深深感染了我，激励我，使我深受启发，时刻提醒自己要跃马扬鞭。秦老师不仅在学业上，而且生活教授致以衷心的感谢和深深的敬意感谢学院领导老师给予我莫大的帮助，营造了良好的学习环境，提供给我们习科研的最佳资源，在此，向全院领导老师致以深深感谢三年来与我朝夕相处的研究生同学，也感谢师弟师妹们，他们给予我许多多工作上的帮助，一边乐教，一边乐学，我不会忘记和他们那些共同学习奋进日子，向所有曾经关心和帮助过我的老师、同学和朋友致以诚挚的谢意外求学，感谢家人为我做的一切【l】certaindisorderedSuperlattice【J【2】emission【3】S．G．Johnson．A．Mekis，ettheofNov／Dec2001．38-[4】E．Yablonovitch，T．GGmitter,K．M．Leung．Photonicbands觚theface-centered-10yingnomphericalatoms[J]．Phys．Rev．L雕．1991．67：2295-【5】IvanDivliansky,TheresaS．Mayer，KitoS．Hollidyeta1．Fabricationofthree-dimensional【l】certaindisorderedSuperlattice【J【2】emission【3】S．G．Johnson．A．Mekis，ettheofNov／Dec2001．38-[4】E．Yablonovitch，T．GGmitter,K．M．Leung．Photonicbands觚theface-centered-10yingnomphericalatoms[J]．Phys．Rev．L雕．1991．67：2295-【5】IvanDivliansky,TheresaS．Mayer，KitoS．Hollidyeta1．Fabricationofthree-dimensionaldiffractionphotonieusing2003，82：1667-1【7】J．Wijnhoven，W．L-modein1998，28(1)：802—[8】BrownER,McMahonOB．Appl．Left．1996．68：1300-1【9】HuayamaH．HamanoY．RIKENSuperComputingProg．Rep．1996。【10】HirayamaT．AoyagiY．Appl．Phys．Lett，1996，69：791-【11】YablonvitchE．GmitterTJ．MeadeRD．eta1．Phys．Rev12tt．1991．67：3380-【12】SmithDR．DaluchuouchR．KmllNetalJ．optSoc．AmB，1993，10：3【13】LinSY．HietalaVM．LyoSK【14】COLINGEJP．Silicon·on-insulatortechnology：materialstoVLSI[M]．3珂KluwetAcademic【15】CELLERK,CRISTOLOVEANUS．FrontiersofAppl．Phys．1ett．2003．93(9)：4955-[16】JOSHIRSOlhigh【17】 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