大面积光子晶格（精选五篇）
大面积光子晶格 篇1
1987年, E.Yablonovitch和S.John提出介电常数呈周期性分布的材料可以改变在其中传播的光子的行为, 并称这种材料为光子晶格 (光子晶体) , 由于其潜在的科学价值和应用前景受到各国科研人员的关注[1,2,3]。光子晶格作为集成光学系统的重要元件, 在未来的光通信发展中起着举足轻重的作用, 国内外研究机构相继采用不同的方法对光子晶格的结构、理论、制作技术及其崭新的物理性质等进行了研究并取得了重大进展[4,5,6]。
当前, 大面积小周期的光子晶格在光通信、光学互连、光计算、神经网络和集成光学中扮演重要角色[7]。传统的制作方法如离子交换、离子注术、刻蚀以及薄膜沉积等存在工艺繁杂、制作成本高、制作周期长和制作面积小等缺点, 且在晶体内部构造大面积小周期的光子晶格用传统的实验方法和技术难以实现。光辐照技术是指利用光场辐照光敏材料 (如光折变介质、液晶) , 通过光折变效应在介质内制作与结构光场相一致的折射率周期变化的光折变光子晶格。光辐照技术制作光子晶格对实验仪器的条件要求较低, 实验装置比较简单, 仅通过低强度激光产生不同结构的光场辐照光折变晶体, 就可以在晶体中制作不同类型的光折变光子晶格。与传统的制作光子晶格的方法相比较, 具有实时、简便、低成本、快速等优点, 光辐照技术集诸多优点于一身成为目前制作光折变光子晶格最常用的实验方法之一。
近些年来, 人们采用不同的光辐照技术对光折变光子晶格的制作方法进行了大量的研究[9,10], 并取得了很大的近展。但是, 光子晶格的应用大多仍处于理论研究和实验阶段, 真正做到产业化的很少, 主要原因在于制作的光子晶格面积小、周期较大、折射率对比度较低, 大大限制了其应用范围。因此为满足产业化的需要, 制作出大面积、小周期折射率对比度大的高性能光折变光子晶格成为该研究领域的热点之一。本文主要研究利用光辐照技术通过三马赫-曾德组成的干涉装置在LiNbO3:Fe晶体中制作大面积小周期 (2+1) 维光折变光子晶格的方法, 针对该方法从理论到实验方案进行了深入研究。通过此实验装置在光折变LiNbO3:Fe晶体内部构造了不同面积、不同晶格周期的 (2+1) 光折变光子晶格, 在保证较小的周期的基础上大大地提高了晶格面积。
2 实验装置
实验装置由双马赫-曾德干涉的制作部分和单马赫-曾德干涉的读出部分组成, 称之为三马赫-曾德干涉系统。利用双马赫-曾德装置产生四束光干涉形成棋盘格点阵分布的干涉光场, 将光折变LiNbO3:Fe晶体置于干涉区内, 通过光折变效应可以在晶体中制作出 (2+1) 维光折变光子晶格, 实验装置如图1所示。制作部分:来自波长为532nm的YAG倍频激光器 (60mW) 细激光束经偏振片P (偏振片P可以用来控制辐照光的偏振方向) , 再经过SF1滤波、扩束、准直后被连在一起的两个单马赫-曾德干涉仪分成4束光, 经半透半反器HM4后, 通过消像差双胶合透镜L2会聚并干涉后辐照在LiNbO3:Fe晶体前表面上, 进而通过点阵分布的光场辐照在晶体中形成大面积光子晶格。读出部分:单马赫-曾德干涉部分可以用来观察和测量制作的光子晶格, 整个观测光路的光强要请求很弱。固体激光器YAG发出的波长为532nm的绿色细激光束 (30mW) , 经SF2系统转化成准直粗光束, 由HM5分成2束等光强光束, 到达M5的光束称之为测量光, 经HM5反射到达BS1的光束称之为读出光。晶体后表面光强分布的投影图由L4、L6成像在CCD上, 光子晶格的全息干涉图由L4、L5、L6组成的4f成像系统呈现, 通过光电转化由图像采集卡将信息传递给计算机屏幕显示, 这样可以直接、快速和准确的观测光子晶格及其折射率分布情况。挡住测量光时, 通过读出光可以直接读出和制作的光子晶格, 当测量光和读出光经L5、L4会聚在BS2中心后反射和透射并在BS2右侧区域发生等厚干涉时, 相干区域呈现干涉直条纹, 可以观测光子晶格的折射率分布情况。已知晶体样品的厚度l和读出光波长λ, 通过测量干涉条纹间距D和条纹的变化量s (r) , 利用公式undefined, 便可以得到光子晶格折射率变化量Δn的变化规律及大小。
3 实验结果
采用图1所示三马赫-曾德干涉装置的的制作部分可以形成四光束干涉区, 将LiNbO3:Fe晶体置于类似棋盘格式光强分布的干涉光场中, 晶体掺铁浓度质量分数为0.03wt%、尺寸为27mm×20mm×10mm。调整制作光路中偏振片P, 使辐照光的偏振方向分别与晶体的光轴垂直和平行, 辐照时间为80分钟, 实验结果如图2所示。图2中 (a) 表示辐照光光强分布投影图, (b) 、 (c) 表示正常偏振光 (o光) 、非常偏振光 (e光) 辐照后晶体后表面投影图。根据LiNbO3:Fe晶体光折变性质, 由于其为自散焦晶体, 辐照区域亮斑处会引起晶体的折射率降低, 暗斑处折射率不变, 当辐照结束后读出时光强分布应与辐照光场恰好相反, 表明该方法在体块状LiNbO3:Fe晶体中制作出了维光折变光子晶格。经读出光路测得此光子晶格包括了周期为23μm×23μm的1000多条并行光波导, 晶格面积为2.7mm2, 相对于光学傅里叶变法[4]在较小周期前提下使光子晶格的面积提高了10倍以上。
图2 (b) 、 (c) 与 (a) 相比, 实验图中标记处的光强分布恰好发生反转, 实验结果表明, 利用此实验方法可以在LiNbO3:Fe晶体中制作大面积小周期的 (2+1) 维光折变光子晶格。通过单马赫-曾德干涉读出部分, 得到的光子晶格观测结果如图3所示, 折射率变化量测量结果如图4所示。
3 实验结果分析
实验装置图1中的成像透镜L2是为了提高辐照光强, 缩短辐照时的曝光时间, 左右移动晶体时可以控制制作的晶格面积, 同时晶格周期也会随之相应改变。当向左移动晶体时, 晶体上被辐照的区域会增大, 制作的晶格面积会随之增大, 同时晶格周也变大了。为了避免这种不期望的相应变化, 我们在向左移动晶体同时, 调节反射镜M4来改变干涉光场的周期。这样既保证了增大晶格面积缩短辐照时间, 又可以减小晶格周期, 而大面积、小周期的 (2+1) 维光折变光子晶格的制作就可以实现。
辐照时间是影响光子晶格折射率变化量的重要因素, 实验过程中存在一个最佳辐照时间。保持实验条件不变, 采用准直的非常偏振光辐照, 读出不同辐照时间下光子晶格实验结果如图5所示, (e) 图效果最佳, 每根波导都彼此分立, 其它辐照时间下, 都呈现不同程度的连续, 不易构成 (2+1) 维光折变光子晶格, 说明在此实验条件下, 辐照时间80min时为最佳曝光时间。实验过程中实际的辐照时间可以稍大于最佳辐照时间, 以保证光折变效应达到饱和, 使晶体的折射率变化量达到最大。辐照时间太短时, 由于光折变尚未达到饱和, 读出时折射率变化量的对比度不够高;辐照时间太长时, 制作的 (2+1) 维光折变光子晶格将会发生过饱和现象, 产生空间二次谐波, 折射率变化量的对比度也会随之降低。
由图3、4实验结果可知, 利用此实验装置制作 (2+1) 维光折变光子晶格时还与辐照光的偏振方向时间息息相关。实验结果显示, 不同偏振的光辐照下, 引起折射率变化量大小不同, 非常偏振光引起的折射率变化量大于正常偏振光。因此, 为了提高光子晶格折射率变化量的对比度宜采用非常偏高振光作为辐照光。
综上所述, 利用此实验方法并结合以上分析结果, 采用非常偏振光 (e光) 辐照, 辐照时间为90min, 在LiNbO3:Fe晶体中成功地制作了晶格周期为13μm×13μm、晶格面积为5.7mm2的 (2+1) 维光折变光子晶格, 如图6所示。图6 (b) 、 (c) 为放大后读出的光子晶格二维、三维视图, 这种制作方法使光子晶格的面积增大了几十倍。
4 结论
通过三马赫-曾德干涉实验装置, 在LiNbO3:Fe晶体中成功地制作了大面积小周期的 (2+1) 维光折变光子晶格。并对辐照光的偏振方向、辐照时间等因素进行了实验研究, 分析了影响折射率变化规律及大小的因素。实验结果显示, 三马赫-曾德干涉装置制作效果明显, 非常适合制作大面积、小周期的 (2+1) 维光折变光子晶格, 为实现光子晶格产业化提供了平台。
摘要：对利用光辐照技术在铌酸锂 (LiNbO3:Fe) 晶体中制作大面积小周期 (2+1) 维光折变光子晶格进行了详细实验研究。采用波长为532nm激光在晶体中成功地构造了面积为5.7mm2、晶格周期为13μm×13μm的 (2+1) 维光折变光子晶格。给出了实现大面积、小周期 (2+1) 维光折变光子晶格制作的实验参数, 并对在实验中需要注意的问题进行了详细说明。
关键词：双马赫-曾德干涉法,光折变,大面积光子晶格,LiNbO3:Fe晶体
参考文献
[1]J W Fleischer, M Segev, N K Efremidis, et al.Obser-vation of two-dimensional discrete solitons in opticallyinduced nonlinear photonic lattices[J].Nature, 2003, 422 (6928) :147-150.
[2]H Martin, E D Eugenieva, Z Chen, et al.Discrete soli-tons and soliton-induced dislocations in partially coher-ent photonic lattices[J].Phys.Rev.Lett., 2004, 92 (12) :123902.1-123902.4.
[3]Z Chen, H Martin, E D Eugenieva, et al.Aniso-tropic enhancement of discrete diffraction and formationof two-dimensional discrete-soliton trains[J].Phys.Rev.Lett, 2004, 92 (14) :143902-143905.
[4]杨立森, 陈晓虎, 刘思敏, 等. (2+1) 维光折变波导阵列的制作[J].光子学报, 2002, 31 (10) :1200-1204.
[5]O Matoba, K Itoh, Y Ichioka.Array of photorefractivewaveguides for massively parallel optical interconnect-i-ons in lithium niobate[J].Opt.Lett., 1996, 21 (2) :122-124.
[6]M Qiu, S He.Large complete band gap in two-dimen-sional photonic crystals with elliptic air holes[J].Phys.Rev, 1999, B, 60:10610-10612.
[7]Z Y Li, J Wang, and B Y Gu.Creation of partial bandgaps in anisotropic photonic-band-gap structures[J].Phys.Rev, 1998, B, 58:3721-3729.
[8]K.Peithmann, A.Wiebrock, K.Buse, et al.Low-spatial-frequency refractive-index changes in iron-dopedlithium niobate crystals upon illumination with a focusedcontinuous-wave laser beam[J].Opt.Soc.Am.B, 2000, 17:586-592.
[9]刘思敏, 郭儒, 凌振芳.光折变非线性光学[M].北京:中国标准出版社, 1992:172-216.
[10]Valley G C, Segev M, Crosignani B, et al.Dark andbright photovoltaic spatial solitons[J].Physical Re-view (A) , 1994, 50 (6) :R4457-4460.
二维光子晶体三角晶格滤波器 篇2
本文拟将具有共振耦合效应的三角晶格的二维光子晶体三角形缺陷和上下两通路的直波导结构相结合, 利用在入射端输入的电磁波的波长频率落在完整光子晶体的禁带之间, 但是频率符合本文设计的三角形缺陷微腔的光子晶体滤波器的光谱通带中, 符合三角形缺陷的谐振频率, 从而实现对特定波长的光的透过作用。通过FDTD算法进行电脑仿真和数据模拟, 分析各项结构参数对滤波器性能的影响。根据模拟分析结果, 采用激光刻蚀技术在实验室条件下制备相应结构特点和材料类型的共振耦合效应的滤波器, 并测试其性能。将理论分析与实验测试相结合, 探求基于共振耦合效应实现滤波器性能的调控机理和方法, 以获取能够满足未来光信号滤波分离需要高品质、高性能滤波器。
1 设计原理与模型结构
以空气作为衬底, 完整的二维三角晶格光子晶体中, 晶格常数为a, 介质柱材料为金属硅 (Si) , 金属硅的折射率为n (n=3.4) 。介质柱的半径r=0.5a, 该结构对于TE模 (纵磁波, 电场方向垂直于介质柱方向) 在归一化频率 (a/λ) 0.28-0.45, 0.58-0.60下存在光子禁带 (如图1所示) , 其中λ为光在真空中的波长。
图1 是用FDTD算法得到的二维三角晶格光子晶体的能带图。由图中可知将入射光投射在完整的二维三角晶格的光子晶体上, 如果入射光的频率恰好落在光子带隙的禁带内, 那么将没有光可以透过去。但是我们可以在完整的光子晶体中引入缺陷, 来破坏光在禁带不可传输的特性, 从而使透射光实现在禁带进行无损传输。
本文要设计的结构是二维三角晶格三角形微腔, 在完整的二维三角光子晶体中, 去除内部的某个介质柱, 形成点缺陷, 在改变介质柱的半径大小构成1 个呈三角形的环形腔, 微腔内部有6 个中心介质柱。将环形谐振腔放置于主波导与下通路波导之间, 即构成共振耦合系统, 如图2 所示。光波从输入端进入波导, 由于光子带隙的耦合作用, 若该频段某些光波的频率与环形谐振腔的共振频率一致, 则环形谐振腔与两波导中的光波模式之间将产生强烈的共振耦合作用[7], 把符合频率的光耦合进三角微腔进行几乎无损耗的传输, 而不合符频率条件的光波直接从直波导输出。
图2 (a) 为波导三角形腔共振耦合结构示意图, 它由主波导、三角形微腔、下通路三部分组成, 光由主波导左侧的入口输入, 下通路和主波导的右侧出口输出。采用FDTD对该结构进行仿真计算, 吸收边界采用完全匹配吸收层 (PML) [8]。 (b) 图为在输入端输入中心波长为2.85μm的连续波得到的稳定光场示意图, 从图中可以看出该波长的光落在光子禁带中, 绝大多数的光被限制在光子晶体波导里, 仅有少量的泄漏。
2 实验模拟与结果分析
在主波导左侧的输入端输入高斯脉冲, 脉冲的归一化频率为0.15μm-1-0.55μm-1, 在整个滤波器的下通路波导输出端放置一个功率探测器用来探测电磁波的透射频谱。
输入高斯脉冲, 计算步长为200 步, 当光传播稳定后, 在直波导右端和下通道探测到的光波能量分布图, 如图3 所示 (红色曲线为下通路光能量曲线, 蓝色曲线为直波导右端光能量曲线图) 。从图中可以看出, 在传播稳定后波长在2300nm-2390nm范围内下通路探测器探测到的光能量有明显的峰值, 其他波段内光波的能量可以忽略不计。发现大部分频率被滤去了, 只剩下非常单一的频率存在, 表明此类光子晶体结构有良好的窄带滤波性能[9]。
分别用软件模拟计算三角微腔中耦合介质柱半径r=0.1R, 0.3R, 0.6R的透射频谱, 得到结果如图4 所示。
在2300nm-2390nm的波长范围内, 当r=0.3R时, 下通路探测器探测到的光能量最高, 所以在该滤波器的器件制作时, 采用耦合介质柱半径r=0.3R为最佳。以上结果表明, 由于改变了耦合介质柱的半径, 从而改变了波导类似谐振腔的固有谐振频率。这样的情况下当入射宽带光穿过波导缺陷时, 缺陷下的光频率会随缺陷介质柱的半径的变化而变化, 从而透射光频率也会随着发生变化[10]。
3 总结与展望
本文基于光子晶体波导与三角形腔之间的共振耦合原理, 设计了一种二维三角晶格光子晶体滤波器。在空气背景下植入金属硅介质柱, 形成二维光子晶体, 移除相应的介质柱构成三角微腔, 改变耦合介质柱的半径从而形成滤波器。经过时域有限差分法计算的实验模拟结果得到, 该滤波器对波长在2.35μm的光波透过率最高, 而其他波长的光波被耦合吸收, 并且当耦合介质柱的半径为0.3R时, 滤波器的效果为最佳。
摘要：提出一种特殊结构的滤波器 (在完整的二维光子晶体中移除相应的介质柱构成三角微腔的特殊结构) 。运用时域有限差分法 (FDTD) 对该三角结构的滤波特性进行数值模拟, 模拟的情况分为两部分, 一部分是对不同的波长进行滤波实验模拟, 另一部分是对不同的介质柱半径进行实验模拟。分别模拟介质柱的半径为0.1R, 0.3R, 0.6R。在不同的输入波长和不同的介质柱半径下, 滤波器的滤波情况差别很大。计算结果表明:三角微腔滤波器对波长在2.35μm的光波透射率最高, 其他波长的光波被耦合吸收, 并且滤波器的滤波效果随介质柱半径的不同而变化, 介质柱半径在r=0.3R时, 滤波效果为最佳。
关键词：二维光子晶体,三角晶格滤波器,时域有限差分法,三角晶格
参考文献
[1]R.Romero, O.Fraz?o, F.Floreani, L.Zhang, P.V.S.Marques, H.M.Salgado, Opt.Lasers Eng.43 (2005) 987.
[2]J.Qiao, F.Zhao, R.T.Chen, J.W.Horwitz, W.W.Morey, Appl.Opt.41 (2002) 6567.
[3]J.Minowa, Y.Fujii, J.Lightwave Technol.LT-1 (1983) 116.
[4]T.Fukazawa, F.Ohno, T.Baba, Jpn.J.Appl.Phys.43 (2004) L673
[5]J.D.Joannopoulos, S.G.Johnson, J.N.Winn, R.D.Meade, Photonic Crystals:Molding the Flow of Light, Princeton University Press, Princeton, NJ, USA, 2006.
[6]杨春云, 徐旭明, 叶涛等.一种新型可调制的光子晶体环形腔滤波器[J].物理学报, 2011, 60 (1) :710-714.
[7]WU Y D, TSORNG T, LEE J J.High-quality factor filter based on a photonic crystal ring resonator for wavelength division multiplexing application[J].Applied Optics, 2009, 48 (25) :24-30.
[8]沈宏君, 刘杰, 李婷, 李新兰.四通道二维光子晶体解波分复用系统[J].光学精密工程, 2015, 3.
[9]雍振, 傅海威, 乔学光, 李岩, 赵大壮, 葛朋.含缺陷平板光子晶体十字波导传输特性研究[N].光学学报, 2009, 4.
大面积光子晶格 篇3
光致折射率调制度是光折变光子晶格的一项至关重要的技术指标,直接影响到它的光学性能。一般由于它的光致折射率的调制度较低,限制了它的应用范围。因此探索折射率调制度与哪些因素有关是很重要的。而衍射效率的大小直接决定了折射率调制度的高低[1]。因此,在光子晶格的写入过程中,需要选择一个最佳的记录时间,以避免时间太短,光折变没有饱和衍射效率不能达到最大,或是时间太长,光折变过饱和衍射效率下降的影响。这就要求掌握衍射效率随时间的变化规律,以便找到光子晶格写入的最佳时间。
2 实验测量衍射效率与时间的关系
2.1 不同写入角度衍射效率随时间的变化
在光折变晶体中写入光子晶格,写入角度即晶格周期不同时,衍射效率的变化也不同。我们在实验中测定了e光在不同的写入角度下,衍射效率随时间的变化,如图1。
图1是在不同的记录角度即不同的光子晶格周期下,衍射效率随写入时间的变化关系。发现不同的写入角度,衍射效率随时间的振荡变化有所不同。在记录角度为6°时,20min时就出现了第2个振荡峰值,而记录角度为15°时,第2个峰值对应的时间是35min左右。大周期写入光子晶格的时候,较容易出现振荡现象,而小周期写入时,不容易出现振荡。因此,一般来说要选择小周期,以便得到稳定的衍射效率。
(1)2θ=6°;(2)2θ=15°
2.2 不同读写光衍射效率随时间的变化
图2是分别用o光与e光写入相同周期的光子晶格时,衍射效率随写入时间的变化关系。在相同的记录时间内观察发现用e光写入的光子晶格,衍射效率随时间较容易出现振荡,而用o光写入时不容易出现振荡。对于同样的写入条件,采用o光和e光读出时也有较大的差别,且用e光读出衍射效率较o光读出时大。与文献[2]用e光读出可以得到更大的折射率调制度相吻合。当光轴与干涉条纹方向相同时,无法观察到衍射现象,说明这种情况下不能写入光子晶格。
o-write,o-read(1);e-write,e-read(2);o-write,e-read(3);e-write,o-read(4)
以上研究结果表明在光子晶格写入的过程中,衍射效率随时间都出现了不同程度的振荡。写入时间选择的合适与否直接关系到所记录光子晶格的衍射效率的高低。因此,在光子晶格的写入过程中,控制写入角度并选择o光写入e光读出可得到稳定且衍射效率较高的光子晶格。在这个时间写入的光子晶格的衍射效率最大,折射率调制度也最大。以下我们从分析这种振荡变化的机理入手来找到光子晶格的最佳记录时间。
实验发现衍射效率随时间是振荡变化的。以下从2种理论观点出发对这种振荡变化作了定性的分析。
3 衍射效率随时间变化的分析一
3.1 实验装置图(图3)
BS为光束分束镜;M1,M2为平面反射镜;M3为平面分束镜;B为暴光定时快门;L为LiNbO3∶Fe晶体;T1,T2,T3为功率探测器;L1为成像透镜;A为衰减片
来自He-Ne激光器的波长为633nm的偏振光经分束镜分为2束,2束光在晶体中相交形成干涉。晶体后表面的光强分布由透镜L1成像在CCD上,CCD输出经PC的屏幕直接观察到晶体后表面的光强分布。
3.2 实验现象与结果分析
在写入过程中可以动态地观察干涉条纹的变化过程(如图4)。
在图4中,当写入大约8min时,出射的干涉条纹有了分裂现象,在20min左右每一条明显分裂为2条。同时我们也记录了在同一写入条件下衍射效率随时间的变化,如图5。
对比图4与图5,由衍射效率的变化与条纹的分裂在时间上的对应关系,发现衍射效率随时间的振荡变化与双光束耦合条纹的的动态变化有着密切的关系,初步推断衍射效率随时间出现振荡是由于条纹的分裂。从图5衍射效率随时间的变化可以推断开始一段时间是光子晶格写入的过程,衍射效率不断增大,随着时间变化写入的条纹出现分裂,分裂的过程是衍射效率不断下降的过程,随着条纹一条不断分裂为2条,衍射效率又开始逐渐升高,经过一段时间,一根条纹完全分裂为2条,这个时候衍射效率又达到了最大值。随着记录时间的延长衍射效率随时间还有一些较平缓的振荡,我们推断这是三次谐波的出现所引起的。
(a)为入射的干涉条纹, (b) (c) (d) (e)为不同时间晶体后表面出射的条纹图像
这个现象说明了用双光束耦合的方法在自散焦光折变LiNbO3∶Fe晶体中写入光折变光子晶格的过程中,写入光与写入的光子晶格相互作用会发生位相分裂产生空间二次谐波[3],二次谐波的出现引起了衍射效率的变化。并且由二者的时间对应关系可以推断衍射效率随时间的振荡变化是由于条纹随时间出现分裂的原因;另一种可能性我们认为是由于双光束耦合动态能量转移和瞬态条纹位错引起的布拉格角的偏移导致的。下面就从第2种可能性出发对衍射效率随时间的振荡变化作了定性的分析。
4 衍射效率随时间变化的分析二
由两波耦合弱光放大的物理机制的分析[4]可知,在双光束耦合能量转移的变化过程中,相位栅由于相对于x轴发生了倾斜从而破坏了布拉格衍射条件,衍射效率下降了。因为相位栅是动态变化的,在某个时间相对于x轴倾斜在下一个时间就可能变得与x轴平行,所以一段时间内相位栅会出现偏离或靠近布拉格衍射条件的情况,这样就导致了衍射效率随时间出现振荡,这种振荡与双光束耦合空间二次谐波出现所引起的条纹分裂在时间上相对应,另外也与两波耦合动态能量转移与瞬态条纹位错理论相吻合。
5 结论
本文对衍射效率随时间的变化作了研究分析,结果表明衍射效率随时间是振荡变化的。不同写入角度下,衍射效率随时间的变化表明写入角度小即条纹间隔大时振荡现象明显。同时观察了在相同的写入角度下,e光写入与o光写入的衍射效率随时间的变化,发现e光写入较o光写入时衍射效率随时间较容易出现振荡,但在相同的写入条件下,e光读出较o光读出时的衍射效率大。因此,在光子晶格的写入过程中就存在一个最佳的写入时间,在这个时间既得到了较高的衍射效率又避免了本身记录过程中衍射效率的振荡。分析认为这种振荡是由于空间二次谐波产生引起的条纹分裂或是两波耦合动态能量转移与瞬态条纹位错引起的布拉格角的偏移所导致的,并对其从2种观点作了定性的分析说明。分析的结果表明:光子晶格在写入过程中最佳的时间是在第一个峰值处。在这个时间写入的光子晶格既不受空间二次谐波出现和布拉格衍射条件的影响又具有较高的衍射效率。
参考文献
[1]陆改玲,杨立森,陈玉和,等.LiNbO3∶Fe晶体中光子晶格周期与折射率调制度的关系[J].光电子.激光,2006,(12):960-963.
[2]谢敬辉,王庆.Fe∶LiNbO3晶体光折变性能分析计算[J].光学技术.2000,26(3):268-269.
[3]陈玉和,杨立森,陆改玲,等.在自散焦晶体中阵列光束与写入晶格的相互作用研究[J].内蒙古师范大学学报,2007,36(2):145-149.
大面积光子晶格 篇4
光子晶格作为集成光学系统的基础材料,在未来的光通信发展中有极其重要的作用。但传统制作光子晶格的方法[1]工艺复杂、造价昂贵且不易在材料内部制作光子晶格,因此对光子晶格的研究与应用造成了很大得困难。近年来随着光折变材料的出现,使得制作光子晶格可以通过光诱导这种简单方便且价格低廉的方法实现,这为光子晶格的制作与研究提供了广阔的实验平台,也为光子晶格的广泛应用带来了可能性。掺铁铌酸锂(LiNbO3∶Fe)晶体是目前被公认为优质的光折变材料之一,在光通讯方面有着广泛的应用前景[2,3]。目前,人们已经成功的在光折变晶体中制作出光折变光子晶格[4,5]光子晶格具有与电子在周期性势场中类似的性质即带隙结构,但在实际应用中还是有很大的限制,因为人们希望像控制电路一样可以实现对光的控制,从而实现光路集成。如果在光子晶格中嵌入缺陷或参入杂质后,由于光子晶格的周期对称性遭到破坏便会使光子晶格带隙结构发生变化,从而产生频带可以将处于带隙内一定频率的光波“捕获”在缺陷处,使一定频率的光波在缺陷中传播,从而实现光的选择性传播。这是由于缺陷的植入使得在晶格内产生缺陷模,只有当缺陷模的频率与光波频率相同时,光波才可以通过,而其它频率的光不可以通过,利用这一性质人们已经成功地制作了光子晶体波导[6]和光子晶体光纤[7]。因此,研究缺陷型光子晶格的光学性质对全光学光通讯的实现有重要意义。本文利用实验的方法对影响缺陷态光子晶格光学性质的因素进行了研究,并给与了初步的理论解释。
2 实验装置及原理
实验装置如图1所示。
该装置是由两个YAG倍频激光器产生的波长为线偏振光经过扩束准直后分别通过具有点对称排列的四孔点阵振幅掩膜Mask1和具有轴对称性的并排十九孔振幅掩膜Mask2分别得到4束相干光和并排19束相干光束;再分别经过傅里叶变换透镜L1(f1=225mm)和L2(f2=300mm)同时聚焦在LiNbO3∶Fe晶体(Fe的质量分数为0.03%,尺寸为x×y×z=27mm×20mm×4mm,晶体光轴为在X-Y平面内45°)前表面上,使得两个方向产生的相干图样可以叠加在晶体同一处。该晶体处于两个傅立叶变换透镜的焦点上,光束通过晶体后的两列光的光强分布由透镜L3(f3=70mm)成像在CCD上,CCD输出经PC处理后,可在PC屏幕上直接观察到晶体后表面的光强分布情况。同时实验中Mask2的孔直径为d2=0.4mm,孔间距为a2=1mm。
3 实验结果与分析
3.1 格点对缺陷光学特性的影响
缺陷在有无晶格的情况下其光学传播方式是不一样的,在有晶格的情况下由于晶格的布拉格反射使得光波被局域在缺陷内,而没有晶格时则光波不会沿缺陷传播。首先打开激光器1可以在晶体中写入缺陷,如图2(a)、(b)所示分别是输入图像与经过t=45min辐照后读出的计算机输出图像。然后同时打开激光器1、2,写入格点与缺陷,如图2(c)、(d)分别是输入图像与经过t=45min辐照后计算机输出的读出图像。其中掩膜Mask1(孔直径为d2=0.4mm,孔间距2a1=8mm)通过傅立叶变换写入晶体中晶格的周期为Λ=14.1。
从图2中对比可以看到在没有格子的情况下缺陷处是没有光通过的,而在有格子的情况下缺陷处明显有光通过,即光在缺陷中传播,实现了光波的局域,这与文献[5]中观察到的结果是一致的。同时在上述实验中读出光是准直扩束后的平面波,在探测光束从0°～90°(探测光束与晶体前表面光轴方向的夹角)范围内的扫描过程中观察到了上述实验现象,当探测光的掠射角达到一定值时,即Bragg角θ=0.1°时,缺陷中开始出现局域光的现象,但此时的光波被局域在缺陷光强较弱。在探测光束的掠射角逐渐以微小角度持续缓慢增加的过程中,缺陷中局域光波的逐渐加强,当θ=0.9°左右时,探测光被局域在了缺陷的中间,并且光强也达到最大。随着掠射角度的继续微小增加,缺陷中光波的强度又会逐渐的减弱,如果掠射角θ继续增加达到2.5°时,光场中的能量便迅速转移到邻近光子晶格中,缺陷中的局域现象也会随即消失。
从以上实验中观察到探测光的入射角度(或掠射角度)对缺陷局域光的影响非常灵敏。具体的来说就是,缺陷中局域光波的强度会随着探测光的角度发生改变。只有当探测光束的入射角度处于一定范围内时缺陷中才会出现局域现象当入射角偏离该角度范围时,局域现象就会消失。在严格的理论计算中,探测光束只有以这个特定的角度即布拉格角入射时,缺陷才能将光波局域。而在实验中观察到当θ在一定的角度范围0°～2.5°内变化时,缺陷均可以将光波局域在其中,只是所局域光波的强度及光波所在缺陷中的位置有所不同。分析认为,这样的角度范围只是由于光子晶格带隙结构中的缺陷模具有一定的宽度所造成的。通过计算可以求得本实验条件下的布拉格角θ=0.44°,这与我们在实验中所观察到的光波被局域在缺陷中心位置附近光强达到最大值时所对应的角度基本吻合。
3.2 不同角度的缺陷在晶格中的局域光特性
实验中,其他实验条件不变的情况下,如果四方晶格中的缺陷方向不同的话其局域光的能力也是不同的,如图3所示。
从图3(a)、(c)可以观察到,当缺陷平行或是垂直时,其局域光的能力明显不如45°时,分析认为这是由于当缺陷是45°时,四方晶格在这一方向可以看做是三角晶格,由于三角晶格中缺陷的局域光能力要比四方格子更好,这在实验中已经得到证实[8],因此,实验中看到四方晶格中缺陷为45°时局域光的能力最强。同时对比图3(b)、(d)可以看到,相对于晶格平面同样是45°的缺陷,但图3(d)中缺陷的局域光波现象明显要比图3(b)好。这是因为图3(d)中的缺陷写入角度和晶体光轴垂直,入射光方向与c轴垂直时光生伏打电压可以达到很高,通过电光效应形成的n更大,光生载流子为电子,电子沿+c轴方向迁移,所以光折变现象明显,局域效果更好。
3.3 晶格周期的不同对缺陷局域光的影响
晶格周期也是影响缺陷型光子晶格光学性质的重要因素,在实验中其它实验条件不改变的情况下,通过选取不同掩膜孔间距的Mask1就可以实现不同周期晶格的制作,(根据公式Λ=λf/2 2α[4],可算出晶格周期,其中2α表示2个相邻孔间距、λ表示激光波长,f表示傅立叶变换透镜的焦距)。为了研究晶格周期对其光学性质的影响,实验中写入不同周期的晶格折射率变化量都达到饱和(即折射率不再随时间发生改变),而写入缺陷的光束辐照时间在实验中都控制为t=35min。如图4(a)、(b)、(c),分别是晶格周期为Λ=11.2、Λ=14.1、Λ=18.4在最佳角度读出的实验图像。
从上述实验图像可以得到,在晶格周期为Λ=11.2和Λ=18.4时,缺陷的局域光能力较弱,如图4(a)、(c),而在晶格周期为Λ=14.1时局域光的能力最好,如图4(b)所示。
3.3缺陷间晶格列数不同对缺陷局域光的影响
因为光子晶格中缺陷的局域光现象是由于晶格发生多重布拉格反射后将光局域在缺陷内的,因此缺陷间晶格列数的多少对缺陷局域光的能力也就十分重要。实验中在其他条件不变的情况下,通过选用不同孔空间距的掩膜Mask2来控制缺陷间晶格的列数来观察缺陷间晶格列数的不同对局域光的影响。如下图5(a)、(b)、(c)所示,分别是缺陷间晶格列数为N=3、N=5和N=8的线缺陷四方晶格的读出图像。
从实验结果图中可以看到,缺陷间晶格列数的不同对缺陷局域光的能力有明显的影响,在用光束对线型缺陷态的四方晶格扫描的过程中可以看到:缺陷间晶格列数N=3时,缺陷中只有很微弱的光通过,光场能量大部分泄露在了晶格中,缺陷的几乎没有局域光能力,如图5(a);当缺陷间晶格列数达到N=5时,缺陷此时已具有了明显的局域光波能力,缺陷中有了较强的光通过,但此时明暗对比度较差,仍有相当一部分的能量留在晶格位置,如图5(b);当晶格间列数达到8时可以看到,光场的绝大部分能量都集中在了缺陷位置,缺陷像一根“管道”一样引导光波在其中传播此时缺陷具有了很强的局域光能力如图(c)。晶格中缺陷局域光波的能力主要是由于光在晶格中发生重复的布拉格反射形成的,因此,缺陷间晶格的列数对局域光波的能力也就有很重要的影响,只有缺陷间的晶格列数达到一定值时才会有局域光波的能力。理论上认为,当缺陷间晶格列数达到3以上就会产生局域光波的能力,并且局域能力也不会再随着晶格间列数的增加而改变,在实验中观察到,缺陷间晶格列数达到7以上其局域光的能力才达到最佳,并且其局域光波的能力也不再发生变化。可以看到理论与实验基本是一致的,就是晶格间列数必须达到一定数量才可以。理论与实验间出现的微小差异,分析认为主要是因为理论与实验中的边界条件不一样造成的,但结论上基本还是一致的。
4 结论
文中通过实验的方法对自散焦LiNbO3∶Fe晶体中构造的缺陷态四方光子晶格的光学性质进行了研究。实验表明有无格子、晶格周期的不同,还有缺陷在晶格中的角度和缺陷间晶格列数都对缺陷态光子晶格光学性质有很大影响,同时文中对影响实验现象的因素也做了初步的理论解释,这对缺陷态光子晶格的制作与应用有一定的指导意义。
参考文献
[1]R G Hunsperger.Integrated Optics Theory and Technol-ogy[M].Springer-Verag,Berlin,1982.38-44.
[2]Zhang Wenfu,Fang Qiang,Cheng Yihua,et al.Narrowbandinterleaver based on one-di mensional photonic crystalwith positive-negative index alternant multilayer[J].ActaOptica,Sinica,2007,27(9):1695-1699.
[3]Yang Xudong,Xu Xinguang,Shao Yaopeng,etal.Photovoltaic effect in doped photorefractive Li NbO3crystal[J].Acta Optical sinica,2003,23(4):398-401.
[4]杨立森,陈小虎,刘思敏,等.(2+1)维光折变波导阵列的制作[J].光子学报,2002,31(10):1200-1204.
[5]崔俊杰,杨立森,陈宝东,等.二维光折变缺陷光子晶格的制作[J].信息记录材料,2008,9(4):23-25.
[6]Tao Song,Si Min Liu,Ru Guo.Observation of compositegap solitons in opticallyinduced nonlinear lattices in Li N-bO3∶Fe crystal[J].Optics Express,2006,14(5),1924.
[7]Philip Russell.Photonic Crystal Fibers[J].Review Ap-plied Physics,2007,299(10),358-362.
大面积光子晶格 篇5
光子晶体是介电常数呈周期性分布的具有光子带隙的新型光学材料,因为它能与现有的半导体材料和工艺很好的结合,在未来的光电集成和光电通讯有巨大的应用前景,但由于传统制作光子晶体的方法[1](如离子交换法、反蛋白石法、扩散法等)工艺繁杂且造价昂贵不易于实现大量制作与广泛研究,这使得光子晶体的应用与研究受到了很大限制。自从晶体光折变效应发现后,由于其可以产生晶体折射率的改变,人们意识到这一性质可以用于信息的存储并利用光诱导的方法构造光子晶格。光子晶格与光子晶体同样具有光子带隙结构,有可能在实现未来的“集成光路”中有广泛应用。同时,由于光折变晶体可以重复利用和造价低廉的特点,在光折变晶体中用光诱导的方法构造和研究光子晶格是成本最低、最简便的方法,这为光子晶体的应用与研究提供了广阔的平台,因此有关光子晶格的制作与光学性质的研究引起了国内外很多学者的关注。
目前,利用光诱导的方式制作光子晶格主要有傅里叶变换法[2]、成像法[3]等,但这些方法都有其局限性。如成像法,虽然可以实现大面积光子晶格的制作,但晶格周期较大,很难实现小周期光子晶格的制作;傅里叶变换法虽然可以实现小周期光子晶格的制作,但制作面积较小,一般不到1mm2 。因此,如何改进和设计实验方法来实现制作周期小面积大的光子晶格也成为当前研究的热点。在本文中设计了1种新的实验方法,即胶合透镜法。这一方法可以实现面积较大的光场干涉区,同时还有一个很大的优点就是可以调节写入晶体中光子晶格的周期。在实验中我们成功的在LiNbO3∶Fe晶体写入了一维与二维光子晶格,并对实验原理及影响实验效果的因素进行了分析。
2 实验原理及分析
实验原理如图1所示,在实验中我们将一个焦距为f=350mm的凸透镜从中间切去大约Δ=10.5mm后,再将其胶合粘在一起,经扩束准直的平行光通过后便会在后面发生干涉,如图1所示的阴影部分即为光场干涉区域。
在上图中,由几何关系可以看出,干涉区域的面积不仅与透镜的直径D和焦距f有关,还与透镜切去部分Δ的多少有关。透镜的焦距与直径越大则干涉区域面积就越大,而透镜切去部分越大则干涉区域面积则越小。从图中可以看出虚线G处为光场干涉区域面积最大的地方,在本实验条件下光场干涉面积可以达到25mm2以上,往两边则成菱形逐渐减小。这一实验方法的另一个优点就是可以实现晶格周期的连续调节。如图,我们将胶合透镜在焦平面上的2个光束汇聚点看作是2个点光源,利用晶格周期公式Λ= fλ/2a(其中2a为两点光源间的距离,f为两光点中心位置到两光束发生干涉处的距离)就可以算出在晶体处于不同位置时写入晶格的周期。如图,利用几何关系可以得到
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故
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上式为在图1最右边阴影部分即干涉条纹周期最小时的计算公式,图最左边的阴影部分即干涉条纹周期最大时可以看出直接可用公式Λ= fλ/Δ来计算。因此,通过调节晶体在干涉区的位置可以实现晶格周期为fλ/(Δ+D)～fλ/Δ间的连续调节,在本实验条件下干涉条纹的周期可调节范围为4.18～17.73μm,这与我们在实验中观察与测量的范围是相符的。
3 一维光子晶格的制作
3.1 实验装置及实验过程
制作一维光子光折变光子晶格的实验装置如图2所示,由YAG—1激光器(波长为532 nm ,中心光强值约30mW)输出光束经扩束准直后投射在(f=350 mm)的胶合透镜上,将LiNbO3∶Fe晶体(Fe的质量分数为0. 03 % ,尺寸为x×y×z=27mm×20mm×4mm)置于胶合透镜LA后的光场干涉区域,进入晶体中的平行条纹干涉光场就会因光折变效应引起晶体折射率的变化,从而形成一维光波导结构。这样通过透镜 L将晶体后表面光场分布成像在CCD上,CCD 输出经计算机( PC) 处理后,便可在PC 屏幕上直接观察到晶体后表面光场的实时变化。激光器YAG—2作为读出光束,通过透镜系统准直扩束后经分束器可以辐照在晶体前表面。这样,当切断写入光路同时打开读出光路时便可通过CCD在计算机屏幕上观察到写入晶体中光子晶格的情况。
3.2 实验结果与分析
在实验过程中采用的是与光轴成45°的偏振光进行辐照。根据文献报道o光写出的光子晶格比e光写出的效果要好,这主要是因为o光受扇形噪声[4]的影响比e光小的原因,但由于其折射率变化度要比e光的小很多,大约只有e光折射率变化度的一半,所以在实验中我们采用45°光,这样既可以保证光子晶格的折射率变化度较大同时写入效果也较好。输入光强分布与读出效果通过CCD在计算机屏上可以观察,如图3所示。
其中(a)t=0min输入图像,(b～d)分别是t=15min ;t=30min ;t=45min的读出图像。实验中观察到在t=45min以上写入晶格基本不再发生变化,说明此时的折射率变化度已经达到饱和,如果继续辐照则晶格会逐渐发生分裂产生空间二次谐波[5]。经过测量与计算,上述输入的光场干涉区域面积大约为S=25mm2;晶格周期Λ=6.5μm。
本实验装置的另一个特点就是可以实现晶格周期的连续调节,如图4所示,(a～c)分别是晶格周期为Λ=6.5μm;Λ=11.0μm;Λ=15.0μm的输入图像,(d～f)分别是折射率变化度达到饱和时的读出图像。
4 二维光子晶格的制作
制作二维光子晶格的实验装置如图5所示。
由YAG激光器输出光束经分束器BS1分成两束激光,两束光经过准直扩束后分别投射在胶合透镜LA1和胶合透镜LA2上,通过分束器BS2将来自2个胶合透镜的光场发生干涉产生二维的光场分布,将LiNbO3∶Fe晶体(Fe 的质量分数为0. 03%,尺寸为x×y×z=27mm×20mm×4mm)置于分束器后的光场干涉区域,辐照在晶体中的干涉光场就会因光折变效应在晶体中产生二维的波导阵列。通过透镜 L将晶体后表面光场分布成像在CCD上,CCD输出经计算机处理后便可直接在屏幕上观察到晶体后表面光场的实时变化。图中虚线画的由M1、M2 、M3 、M4组成的系统是作为读出光路的,当写好格子后挡住写入光路引入读出光路系统便可辐照在晶体前表面通过CCD在计算机屏幕上观察到写入晶体中光子晶格的情况。同一维光子晶格的制作类似,二维光子晶格的写入同样存在一个最佳辐照时间,同时周期也是可以调节的,如图6所示。
(a～c)分别是晶格周期大约为Λ=14.2μm;Λ=11.0μm;Λ=7.6μm的输入图像,(d～f)分别是达到最佳辐照时间的读出图像。
目前,利用光诱导制作光子晶格的方法如傅立叶变换法和成像法写入的晶格,其实波导之间都并不是完全平行分立的,如果写入晶体太厚甚至会出现波导之间粘连的现象[6],只是在晶体厚度内近似可看作是平行的。同样,这一方法制作的晶格也不是完全平行的,在晶体中虽不会出现波导之间的粘连现象,但晶体太厚的话,其中波导大小也会不完全相同。解决这一问题的方法就是尽可能的选择焦距大的胶合透镜与适合薄厚的晶体,使得沿光束方向的干涉区尽可能变长,使其远远大于晶体厚度,在晶体中可以近似将临近的波导看作是平行的。
5 结论
在实验中我们设计了1种新的制作光子晶格的方法,即胶合透镜法,并成功的在LiNbO3∶Fe晶体中制作了一维与二维光折变光子晶格。同时,在本文中对实验原理及影响实验效果的因素进行了分析。这种方法在制作光子晶格中具有其它方法所没有的优越性:首先,光子晶格的周期可以实现连续调节;其次,干涉区域的面积很大,可以实现大面积光子晶格的制作;还有,如果在激光器输出功率和晶格面积不变的情况下这种方法制作光子晶格的效率远比其他方法要高。这对光子晶格的制作和研究有一定的意义。
参考文献
[1]R G Hunsperger.Integrated Optics Theory and Tech-nology[M].Springer2Verlag,Berlin,1982.38-44.
[2]杨立森,陈小虎,刘思敏,等.(2+1)维光折变波导阵列的制作[J].光子学报,2002,31(10):1200-1204.
[3]赵建林,李碧丽,杨德兴,等.L iNbO3∶Fe晶体中光写入阵列平面光波导的实验实现[J].光子学报,2003,32(4):421-424.
[4]刘思敏,郭儒,许京军.光折变非线性光学及其应用[M].北京:科学出版社,2004.2-99.
[5]陈玉和,杨立森,张院生,等.用双棱镜干涉法在LiNbO3∶Fe晶体中构造准周期光子晶格[J].信息记录材料,2007,8(6):16-18.