光子晶体

光子晶体（精选十篇）

光子晶体 篇1

光子晶体光纤 (Photonic Crystal Fiber) [1], 又称多孔光纤 (Holey Fiber) , 或微结构光纤 (Microstructure Fiber) , 最早由Philip St. J. Russell 等人于1992年提出。光子晶体光纤是一种具有周期性横向微结构的光纤, 早在1996年就已经作为一种低损耗的波导形式出现在实际应用中。自上个世纪80年代末期Yablonvitch 的先驱性工作以来, 世界上的众多研究机构已相继提出了多种空芯或实芯, 具有规则或不规则几何结构, 使用不同材料 (硅或聚合体) 的光子晶体光纤。常见的光子晶体光纤结构如图1所示。

1 光子晶体光纤的导光机理

光子晶体光纤根据导光机理的不同可以分成两类:折射率导引型光子晶体光纤, 如图1中的A, C, D和光子带隙型光子晶体光纤, 如图1中的E, G, I。

折射率导引型光子晶体光纤中包层的有效折射率低于纤芯的折射率, 所以通过全内反射 (total internal reflection) 可以将光限制在由折射率较高的材料组成的纤芯区域。由于其设计比较灵活, 折射率导引型光子晶体光纤具有较宽的超短光脉冲传送波长, 可见光和近红外波导奇异色散等令人感兴趣的特性。另一方面, 光子带隙 (PBG) 型光子晶体光纤仅能够在一个或几个离散的对应于光子带隙的频带导光。其导波模的有效折射率低于包层模, 通过带隙效应, 特定频率的光能够在由低折射率材料 (固体玻璃、空气孔) 组成的纤芯中传播。

2 光子晶体光纤的特性

光子晶体光纤由单一材料构成, 其包层中的空气孔微结构已经超出了普通光纤光学和光波导的范畴, 由于其设计上的灵活性, 光子晶体光纤具有许多传统光纤无法比拟的特性, 这就为克服传统光纤发展中的一些技术障碍提供了有效的解决途径。

2.1 无截止单模特性

众所周知, 传统光纤中的归一化频率V决定了光纤支持的模式数目, 当V<2.405时光纤只支持单模。1996年, J. C. Knight[2]等人报道了在337nm到1550nm波长范围内都为单模的光子晶体光纤。与传统光纤类似, 光子晶体光纤的单模传输条件为:

$V{}_{{\rm P}CF}=\frac{2\text{π}r}{\lambda }(n{}_{core}^2-n{}_{clad}^2){}^{1/2}(1)$

其中r为纤芯半径, λ为真空中的波长, ncore为纤芯的折射率, nclad为包层的有效折射率。包层的有效折射率不是包层材料折射率简单的平均或加权平均, 而是由光场分布决定的。

2.2 色散特性

色散在通信系统设计和所有非线性光学实验中起着至关重要的作用。色散使得不同频率的光以不同的群速度传播, 这就直接导致光脉冲的展宽, 限制通信传输速率的提高。与传统单模光纤相比, 光子晶体光纤无论在色散幅度, 还是在色散符号的控制上都有了极大的加强。

随着光频率的增加, 传统单模光纤 (SMF) 在1.3μm波长附近色散值由反常 (D>0) 变为正常 (D<0) 。对于光子晶体光纤, 当其纤芯半径小于1μm时, 其基模的零色散点将移至可见光波段 (400nm～700nm) 。通过使用具有混合成分玻璃作为光子晶体光纤的组成材料, 例如Schott SF6, 其本征零色散点位于～1.8μm。由于设计上的灵活性, 光子晶体光纤可以在极宽的波长范围内具有平坦的色散曲线, 并可以根据实际需要使其变为近零色散、正常色散和反常色散。同时通过调节其结构参数, 可以使得光子晶体光纤具有不同斜率的色散曲线。

2.3 非线性特性

传统阶跃光纤1550nm处可用的最高非线性系数20W-1.km-1。通过巧妙的设计, 折射率引导型光子晶体光纤的非线性系数通常是传统光纤的10～100倍, 而由混合成分玻璃组成的光子晶体光纤在1550nm处的非线性系数高达550W-1.km-1[3]。这种高非线性的光子晶体光纤已经应用于光参量放大, 全光信号处理, 超短孤子脉冲传输, 超连续谱的产生等方面, 其研究成果大大的丰富了传统非线性光纤光学的内容。

2.4 高双折射特性

与传统光纤相比, 光子晶体光纤具有更高的纤芯-包层折射率差, 因此高双折射光子晶体光纤更易于实现。实现高双折射光子晶体光纤的途径有:

(1) 增加其纤芯-包层折射率差, 例如, 各向异性材料的使用。

(2) 在光子晶体光纤纤芯或包层中引入非对称结构。与传统PANDA型或碟结型 (双折射值通常为5×10-4) 等包偏光纤相比, 高双折射光子晶体光具有制作工艺简单, 设计自由度大, 更高双折射等优点。到目前为止, 文献[4]报道了具有10-3级的高双折射光子晶体, 双折射值高达0.0076的光子晶体光纤已经在实验中实现[5]。

3 光子晶体光纤研究进展

目前, 国际、国内对光子晶体光纤的理论研究主要包括数值模拟方法的改进、新方法的提出、对光子晶体光纤特性的分析等。光子晶体光纤的数值模拟方法主要有:有限元方法、平面波展开法、有限时域差分方法、多极法等。近年来, 光子晶体光纤的制作材料已经不再局限于融石英, 采用亚碲酸盐 (tellurite) , 聚合体 (polymer) 等材料的光子晶体光纤都有报道。由于光子晶体光纤由单一材料组成, 所以其自身损耗低于传统光纤。K. Kurokawa等人已于2006年成功拉制出一根长100km, 损耗0.3dB/km光子晶体光纤[6]。随着研究不断深入, 光子晶体光纤传输损耗显著降低。因此, 各研究机构纷纷利用其开展相关的传输实验。H. Kubota等人于2001年在一根2km的光子晶体光纤上进行了首次的飞秒脉冲传输实验。在6个波长 (658, 780, 853, 1064, 1309和1556) 处的超宽带波分复用传输实验显示:光子晶体光纤超宽的单模频带为带宽为263THz的通信系统的建立提供了可能[7]。光子晶体光纤已经广泛应用于光通信、非线性光纤光学等领域的前沿研究, 它在光开关、波长转换、光纤传感、拉曼放大等方面已经取得令人瞩目的成果。

4 结束语

光子晶体光纤由于具有传统光纤无法比拟的奇异特性, 成为学术界和产业界的研究热点。随着光子晶体光纤研究的深入, 其展现出的各种优异特性将会得到更广泛的应用。可以预见, 光子晶体光纤的发展前景异常广阔, 进一步发展光子晶体光纤的理论及其在通信领域的应用研究有着重要的现实意义。

参考文献

[1] Russell P St J. Photonic crystal fibers[J]. Science, 2003, 299, (5605) :358-362.

[2] Knight J C, Birks T A, Russell P St J, et al. All-Silica Single-Mode Optical Fiber wth Photonic Crystal Cladding[J]. Opt. Lett, 1996, 21:1547-1549.

[3] Petropoulos P, Ebendotff-Heidepriem H, et al. Highly nonlinear and anomalously dispersive lead silicate glass holey fibers[J]. Opt. Express. 2003, 11:3568-3573.

[4] Origosa-Blanch A, Knight J C, et al. Highly birefringent photonic crystal fibers[J]. Opt. Lett, 2000, 25:1325-1327.

[5] Origosa-Blanch A, Diez, A.et al. Ultrahigh birefringent nonlinear microstructured fiber[J]. IEEE Photon. Technol. Lett., 2004, 16:1667-1669.

[6]Kurokawa K, Tajima K, et al.Penalty-free dispersion-managed sili-ton transmission over a 100-km low-loss PCF[J].J.Lightw.Tech-nol.2006, 24:32-37, 2006.

光子晶体波导慢光技术 篇2

光子晶体波导慢光技术

介绍了光子晶体波导中慢光产生的基本原理,指出目前慢光传输的`主要测量手段及热点研究问题,对三种常见的光子晶体波导优化结构进行了简单介绍.

作 者：掌蕴东 翁文 喻波 袁萍 ZHANG Yundong WENG Wen YU Bo YUAN Ping  作者单位：哈尔滨工业大学光电子技术研究所,可调谐激光技术国家级重点实验室,哈尔滨,150080 刊 名：激光与光电子学进展  ISTIC PKU英文刊名：LASER & OPTOELECTRONICS PROGRESS 年，卷(期)： 44(10) 分类号：O431 关键词：光子晶体   慢光   波导   光延迟线  

光子晶体光纤的简介及其应用 篇3

【关键词】光子晶体;光子晶体光纤；光纤通信

0.引言

自P.S.J.Russell等于1991年首次提出光子晶体光纤概念后，引起了各国研究机构的浓厚兴趣，揭开了光纤发展的崭新的一页。光子晶体光纤（photonic crystal fiber,PCF）是基于光子晶体技术发展起来的新一代传输光纤。它是在普通石英光纤中沿轴向方向周期性排列空气孔，端面呈二维周期性的光子晶体结构，由于光子晶体具有光子带隙频带，如果在光子晶体中引入缺陷，则在禁带中引入缺陷模式，使光能够在缺陷内传播。因此，与普通单模光纤不同，PCF又称为多孔光纤(holey fiber,HF)或微结构光纤(microstructure fiber,MSF)。1996年，P.S.J.Russell和J.C.Knight等首次在实验室成功制备了第一根光子晶体光纤。

1.光子晶体光纤的导光原理

相对传统光纤而言，光子晶体光纤具有完全不同的光波传播原理。它利用光子晶体所具有的光子频率禁带特性，将特定频率的光波强烈地束缚在纤芯内进行传导，光纤弯曲或折叠状态对光波的影响非常小，几乎在所有的传播波长处都能够保持单模运转，且其零色散波长从传统光纤的红外波段移到了可见光波段[1],可将光通信波段从1.3~1.6um扩展到整个可见光波段，这对光纤通信领域而言无疑是一种莫大幸事。另外，光子晶体光纤具有极强的非线性效应，在低于传统光纤三个量级的脉冲峰值功率下就可产生光谱覆盖紫外到红外的超连续光，这在光频率测量、极短脉冲的产生、抽运探测光谱学等领域的研究中有着极其重要的作用。此外，可制备光子晶体光纤激光器、干涉仪、带通滤波器等新型器件。还可通过向微结构空芯光纤中填充介质，实现可变的光谱衰减器、光开关和高精度传感器等，极大地扩展了光通信波段，进行快速的波长变换和光放大，从而解决光通信和光网络问题等。

2.光子晶体光纤分类

光子晶体光纤具有周期性的排列结构，它同传统的光纤在传输机理上有很大的不同，根据PCF的导光原理，光子晶体光纤可分为两种，一种是全内反射光子晶体光纤（TIR-PCF），另一种是光子带隙光子晶体光纤（PBGF）。

2.1全内反射型TIR-PCF

全内反射光子晶体光纤是依赖全内反射效应导光，纤芯折射率比包层的有效折射率高，光束在纤芯中按照改进的全内反射原理进行传输，它对包层的空气孔排列的周期性要求不是十分严格。全内反射型PCF中心有纤芯，外面空气孔呈周期性紧密排列。空气包层的有效折射率由空气和石英的比率决定，因此，可以制成不同折射率剖面的光纤。由于包层有效折射率低于纤芯折射率，光以全内反射方式在PCF中传输。由于纤芯、包层间的有效折射率差是波长的函数，归一化的传输频率可以在很宽的范围内保持不变，从而保证宽带范围内的单模传输和不同的色散特性[2]。

2.2光子带隙型光纤（PBG-PCF）

光子带隙光子晶体光纤是按照光子带隙效应(PBG)导光，即光纤包层结构由周期性排列的空气孔产生光子带隙，对频率在带隙内的光子存在带隙效应，使光只能在纤芯中传导而不能在包层中传播，它对包层中空气孔排列的周期性要求比较严格。光子带隙型光纤是由中心空气导孔和包层空气孔排列形成的周期性晶格光纤[3]。结构上与TIR-PCF恰好相反，空气孔构成的纤芯折射率小于包层折射率，导光特性也有明显差别，PBF-PCF利用包层微结构产生的光子带隙特性实现导光。

3.光子晶体光纤在光纤通信中的应用

3.1色散补偿光纤

普通色散补偿光纤的纤芯和包层之间的折射率差较小，所以其色散补偿能力差，而PCF的纤芯和包层之间的折射率差较大，所以具有很强的色散补偿能力。由于PCF的优良的色散补偿性能，使其有望代替普通的色散补偿光纤成为新一呆色散补偿光纤。

3.2作为光信号传输媒介

目前PCF已进入实验室的光纤通信系统传输试验阶段，K.Tajima等人于2003年通过改进PCF的制作工艺，制成了在1550nm波长处衰减为0.3dB/Km长度超过10Km的超低衰减的PCF，并利用他们所设计出的超低衰减的PCF成功的进行了8 10Gbit/s的波分复用传输试验，证明了PCF在实际的通信系统中使用的可行性。2004年，K.Nakajima等人利用他们所研制的A=5.6um,d/A=0.5的零色散波长在850-1550nm的超低衰减的60孔PCF进行了19*10Gbit/s的波分复用传输实验，证实了这种PCF可以在850nm波段实现单模传输，并且没有明显的模式延迟。

3.3光纤激光器和光纤放大器

通过调整包层空气孔直径及其间距可以灵活设计出模场面积范围为1～1000um的PCF，使得PCF在光纤激光器和光放大器研制中比G.652光纤具有更大的优势。2000年，英国Bath大学的Wadsworth和Knight等第一个试验报道了连续的掺镱光子晶体光纤激光器，实验中泵浦功率为300mw，耦合效率为40%时，最大实现了18mw的激光输出，激光阈值小宇10mw[4]。

除此之外，已经取得研究进展的光子晶体光纤与光纤通信的相关应用还有连续谱发生器、拉曼放大器、光纤光栅等。在光纤通信领域中，光子晶体光纤具有传统光纤无法比拟的优越性，尤其是在长途通信系统中。

4.结束语

光子晶体光纤的发展时间尽管比较短，但是它的全新结构、奇异的导光机制、优越的导模特性以及优异的设计自由度给光纤通信及相关的技术领域提供了一个非常广阔的发展平台,围绕着光子晶体光纤的制作技术和光子晶体光纤器件的发展，将给光子学与光子技术带来深刻的变化。光子晶体光纤具有普通光纤不具有的优势，它的出现打破了传统光学的束缚，成为多个领域中研究的重点课题，从光子晶体光纤目前具有的特性及应用范围来看，它必将给光通信技术注入新的活力。光子晶体光纤代表了成熟的光纤技术的飞跃性的突破，这种新型的光纤和由此衍生的光器件以及其精巧的微结构和独特的性能将在光通信领域带来心的技术革命，并随着更深入的研究，将更广泛地影响着光电子时代。

【参考文献】

［１］Mogilevtsev D,Birks T A,Russell P S J.Group-velocity dispersion in photonic crystal fiberers.Optics Letters,1998,23(21):1662-1664.

［２］马锡英.光子晶体原理及应用.北京:科学出版社,2010.

［３］K.Tajima,et al.Ultralow loss and long length photonic crystal fiber[J].Lightwave Tech,2004,22(1):7-10.

光子晶体的研究 篇4

关键词：光子晶体,光子禁带,光子局域,麦克斯韦方程组

光子晶体是1987年E.Yablonovitch和S.John首次分别提出的新概念和新材料[1,2]。光子晶体它是由不同介电常数的介质材料在空间呈周期性排布的结构, 当有电磁波在其中传播的时候, 它遵循折射、反射、透射的定理。电子周期性的布拉格散射使电磁波受到调制而形成于电子的能带结构, 这就是所谓的光子能带。光子能带之间具有带隙, 这种具有光子带隙的周期性介电结构就是光子晶体。在光子晶体中还可以借用许多固体物理中的概念, 如倒格子、布里渊区、布洛赫函数等。光子在光子晶体中服从的是麦克斯韦方程, 而电子服从的是薛定谔方程;光子波是矢量波, 而电子波是标量波;电子是自旋为1/2的费米子, 光子是自旋为1的玻色子;电子之间有很强的相互作用, 而光子之间没有。光子有着电子所不具备的优势:速度快, 彼此间不存在相互作用。光子晶体不仅在光通信领域有应用, 在其它领域也有广阔的应用前景。

1 光子晶体的基本概念

我们将具有光子禁带的周期性电介质结构称为光子晶体。从图1晶体结构中可以看出, 晶体内部的原子是周期性有序排列的, 正是由于这种周期势场的存在, 使得运动的电子受到周期势场的布拉格散射, 从而形成能带结构, 带与带之间可能存在能隙。电子波的能量如果落在带隙中, 就无法继续传播。无论是哪一种波, 只要受到周期性调制, 就有能带结构, 就有可能出现带隙, 而能量落在带隙中的波同样也不能够传播。

在合适的晶格常数和介电常数比的条件下, 在光子晶体的光子能带间可以出现使某些频率的电磁波完全不能透过的频率区域, 将此频率区域称为光子带隙或光子禁带。

2 光子晶体的主要特征

光子晶体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。由于光子晶体可以抑制自发辐射, 而且自发辐射的几率正好与光子所在频率的态的数目成正比。当我们在一个光子晶体里面放入原子时, 它自发辐射的光频率正好落在光子禁带中, 由于该频率光子的态数目为零, 因此自发辐射几率为一定为零, 自发辐射就被抑制。反过来也可以增强自发辐射。当在光子晶体中放入杂质时, 光子禁带中会出现品质因子非常高的杂质态, 并且可以实现自发辐射的增强。 (如图2)

光子晶体的另一个主要特征是光子局域。在一种的无序介电材料组成的超晶格中, 光子呈现出很强的Anderson局域。

3 光子晶体的四种计算方法

光子晶体的晶体结构和能带结构主要有以下这四种计算算法:平面波展开法、传输矩阵法、有限时域差分法和多重散射法。下面依次分析一下这几种算法。

3.1 平面波展开法

平面波展开法是光子晶体进行理论分析使用最早的一种方法, 它的提出是在一种具有金刚石结构的三维光子晶体中, 发现这个三维光子晶体存在完整的光子禁带, 而且禁带是出现在第二条和第三条能带之间。在计算光子晶体的能带结构时, 电磁波以平面波形式展开, 将麦克斯韦方程组化作一个本征方程, 求解的本征值得到光子能带。此种方法明显缺点是它的计算量很大, 而受到严格的约束, 对某些情况显得无能为力。

3.2 传输矩阵方法[3]

传输矩阵的方法是把求解光子晶体带隙的计算转化为本征值的求解问题。它是将电场在实空间展开, 将麦克斯韦方程组化成传播矩阵形式, 同理变成本征值求解问题。传输矩阵表示相邻两层格点间场强的关系, 它假设在构成的空间中在同一格点层上有相同的态和相同的频率, 于是就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。传输矩阵法对介电常数随频率变化的金属系统特别有效, 与平面波展开法相比, 有很好的精确度, 而且可以用来计算反射系数和透射系数。

3.3 时域有限差分法

时域有限差分法是把麦克斯韦方程表达式在时间和空间上进行差分。它是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, 将麦克斯韦方程组化作矩阵形式的特征方程。得出的矩阵是准对角化的, 而且其中只有少数的一些非零矩阵元, 这种方法明显减少了计算量。该方法的优点是能够直接模拟场的分布, 精度比较高;缺点是欠考虑晶格点的形状, 在实际应用中如果遇到特殊形状格点的光子晶体时, 很难求得精确解。

3.4 多重散射法

多重散射法可以描述各种散射单元对光波的散射以及光在光子晶体中的传播给出含缺陷层的光子晶体的透射和反射方程。多重散射就是将波动方程中的位移展开为三种模式, 即一个纵模和两个横模的线性叠加, 然后把入射到某个散射体上的入射波看成是外来入射波和被其它散射体所散射的散射波之和。通过一系列代数运算, 得到本征方程。该本征方程的本征值就是晶体的本征频率。对于求解场分布和传输光谱都可以应用此方法, 缺点是:它需要较长的运算时间。

4 展望

虽然人们对光子晶体的认识还不如对半导体材料那么成熟, 但人们相信在不久的将来, 光子晶体将极大地推动光子学的发展。如今, 光子晶体不仅使发光二级管的外量子效率超过50%, 而且还可应用于高效率、低损耗的反射镜、低阈值激光振荡等领域。光开关、光放大器、光子晶体光纤等也被提出, 因此, 光子晶体极有可能取代大多数传统的光学器件, 这些产品将在许多高科技领域中有着十分重要的应用。

参考文献

[1]YablonovltchE.Phys.Rev.Lett.1987, 58:2059.

[2]JohnS.Phys.Rev.Lett.1987, 58:2486.

光子晶体THz器件的研究进展 篇5

光子晶体THz器件的研究进展

近年来,随着国际上掀起的太赫兹(Terahertz,THz)研究热,太赫兹科学技术的发展更为迅速.但是,对于THz的各种功能器件,利用基于经典电磁理论的微波技术手段或者利用基于量子理论方法的光学技术手段都遇到了很大的困难.90年代末,随着频率禁带处在THz波段的.光子晶体(Photonic crystal,PC)制作方法和技术的提高,基于光子晶体的THz器件应运而生.为此,就国际上在光子晶体THz滤波器,光子晶体THz波导,光子晶体THz光纤和光子晶体THz谐振腔方面所做的主要工作和研究成果进行了较详细的论述分析及归纳总结,并对光子晶体THz器件未来的发展提出了几点看法.

作 者：亓丽梅 杨梓强 高喜 梁正 QI Li-mei YANG Zi-qiang GAO Xi LIANG Zheng  作者单位：电子科技大学物理电子学院,四川,成都,610054 刊 名：量子电子学报  ISTIC PKU英文刊名：CHINESE JOURNAL OF QUANTUM ELECTRONICS 年，卷(期)：2007 24(5) 分类号：O431.2 关键词：太赫兹   光子晶体   光子晶体THz器件  

光子晶体光纤产生慢光的机理与实例 篇6

摘 要：本文介绍了光子晶体光纤作为慢光介质应用于慢光系统可以提高系统的延迟效率，通过实验得出高非线性光子晶体光纤的延迟效率是普通单模光纤的13.7倍。该光纤应用于SBS慢光系统可以有效短光纤长度和降低对抽运功率的要求。

关键词：光子晶体；紫外预电离；光子晶体光纤；受激布里渊散射

【中图分类号】TH744.3

1 引言

慢光研究是当前光学领域的热点。光纤中基于SBS的可控慢光技术易于同现有光通信网络集成，波长可调，可以工作在通信波段，并且其成本低，具有很大的应用前景。要理解慢光，首先要分清光的相速度和群速度，其中相速度是大家所熟知“光速”，也就是 。而在光纤通信中使用的光，是以光脉冲的形式来传播信息的。而光脉冲的速度是光的群速度而不是光的相速度。

2 基于布里渊散射慢光延迟的基本原理

当一束较强的泵浦光（频率为 ）入射到光纤中，由于电致伸缩效应，会在光纤中产生斯托克斯声学声子。该声学声子对光纤的折射率 产生周期性调制而形成光栅，该光栅会反射入射的泵浦光波，同时产生散射光波。假设泵浦波在 处注入，斯托克斯波在 处输入，如示意图2.1所示。

由于要保持能量守恒，反射光比入射光具有一个布里渊频移的波长差。对于斯托克斯光，相当于光纤对其具有增益放大的作用。布里渊散射的特点之一为增益带宽窄，由 Kramers—Kronig关系，折射率的变化是随着增益的变化而产生的。由于在窄带频率范围内，布里渊增益会从零变化到极大值，导致在很小的频域内大的折射率的改变。这种折射率相对于光频率的大幅变化引起这个频域内光的群折射率 的大幅变化由群折射率与群速度的关系可知，这将会大大降低光脉冲的群速度，这就是光纤中基于布里渊散射慢光延迟的基本原理。 （2.1）

（2.1）式中 是慢光系统中一个重要的参数，它表示每单位长度和单位功率下的延迟时间，用来表征作为慢光介质的各种光纤的延迟效率。 为布里渊增益系数， 为信号的延迟时间， 是布里渊增益谱带宽， 为光纤的有效传输长度， 为光纤的有效模场面积， 为常数，与偏振相关。具有大布里渊增益系数的光纤具有大的延迟效率，作为慢光介质，可以缩短光纤的长度，降低系统对抽运功率的要求。研究结果表明高折射率的铋氧化物、硫族化合物、亚碲酸盐等高非线性光纤具有大的布里渊增益系数，用于慢光系统可以提高系统的延迟效率，有效缩短光纤的长度和减少系统对抽运功率的需求。但是这些非硅材质的光纤同现有的光通信网络存在兼容问题，并且应用范围有限。对于纯硅材质的光纤，相对于具有高折射率的非硅光纤来说， 要小一或两个数量级，为了得到大的延迟效率，可以采用具有小模场面积（ ）的光子晶体光纤作为慢光介质。

3 实验结果

在实验中，选取一段70 长的高非线性纯硅光子晶体光纤作为慢光介质，纤芯直径为2.1 ，包层直径为128 。1550 波长处，模场直径为2.8 ，非线性系数约为11 。该HNL-PCF通过一段中间光纤同标准单模光纤连接，总的熔接损耗小于0.5 。在1510～1620v波长范围内，光纤的传输损耗小于9 。实验测得该70 长的HNL-PCF的布里渊阈值为101 。使用小信号放大的方法测得该HNL-PCF的布里渊增益谱，1550 处，布里渊频移为9.749 ，布里渊增益谱带宽为41 。

实验中用10 的正弦信号作为调制信号，调制出半峰全宽为50 的脉冲信号作为布里渊放大的信号光，此时 。

图3.1表示信号布里渊增益与抽运功率的关系。当抽运功率达到某一点时，由于自发布里渊散射的加强，放大器开始飽和，信号增益开始变得不明显，且不同功率大小的信号进入饱和时的抽运功率不同，输入信号功率越大，放大器越早饱和，小功率的信号能获得较大的非饱和的布里渊增益。基于受激布里渊散射的慢光实验中，选用功率大小为-31 的信号光进行测量。信号光在抽运功率为101 的情况下获得了33 的非饱和增益。

4 结论

实验结果表明，本文所使用的高非线性光子晶体光纤的延迟效率是普通单模光纤的13.7倍。该光纤应用于SBS慢光系统可以有效短光纤长度和降低对抽运功率的要求，具有潜在的应用价值。

参考文献：

[1] 梁建.新型光子晶体光纤及光子晶体慢光波导的研究与设计[D].青岛： 青岛大学硕士论文. 2012，1-14

[2] 薛乐梅.光纤中布里渊散射慢光的形成机理[D].兰州：兰州理工大学硕士论文. 2012，1-34

[3] 侯尚林等.光子晶体光纤中基于SBS实现慢光的数值模拟[J].兰州理工大学学报.2012，38（3）：89-93

硅树脂调制的可调光子晶体 篇7

热调光子晶体器件一般是在光子晶体光纤材料中填充某种材料之后,通过加热改变填充材料的折射率,来影响和改变光的传输。目前,有关热调光子晶体器件的相关研究不多,所用的填充材料局限于液晶[1,2]。为了加速相关研究的进展,寻找更廉价、更合适的波导填充材料至关重要。

在用于热光器件的聚合物材料中,有机硅树脂类具有热稳定性高、抗老化和热光系数大等特点。与其他热光材料相比,硅树脂价格低廉,和半导体材料硅具有很好的亲和性,是制作光子器件的优选材料,如日本用一种硅树脂材料研制了波长可调的阵列波导光栅(AWG)[3]和与塑料光纤匹配的光波导[4]等。据作者所知,硅树脂在光子晶体中的应用还未见报道。经过遴选,本文选择一种耐热型硅树脂作为填充光子晶体的功能材料,来制作可调的二维光子晶体器件,用平面波展开法计算了相应光子晶体的带隙结构。结果表明,利用温度场控制硅树脂的折射率变化可对光子晶体的光子带隙进行调节,从而改变光的传输特性。这种光子晶体波导可用于制作热光光开关和光衰减器,在光子晶体光纤的应用方面具有潜在价值。

1 数值模拟方法

采用数值模拟方法分别对未填充硅树脂和填充硅树脂的二维光子晶体的光子带隙进行研究。通常用平面波展开法来计算光子晶体的禁带结构,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,求解该方程的本征值便得到传播的光子的本征频率。

光子晶体的光子带隙结构与组成光子晶体的材料的折射率对比有关,因而如果两种材料的折射率(或介电常数)对比发生变化,相应的光子带隙结构也会发生改变。

以下讨论硅树脂的热光特性[5]:

材料的折射率主要由其密度ρ和极化率α所决定。α包括电子极化率(αe)、原子极化率(αa)、取向极化率(αμ)和界面极化率。电子极化发生在X射线、紫外和可见光的频段(1015~1018 Hz);原子极化发生在1011~1015 Hz 频段;界面极化发生在更低频率范围,只是对不均匀材料才有这种极化。对于均匀的高分子材料,折射率可用克劳修斯- 莫索提公式[6]表示为

$\frac{n{}^2-1}{n{}^2+2}=\frac{4\text{π}}{3}\cdot \frac{\rho }{{\rm M}}{\rm N}{}_{\text{A}}\alpha =\frac{4\text{π}}{3}\cdot \frac{\rho }{{\rm M}}{\rm N}{}_{\text{A}}(\alpha {}_{\text{e}}+\alpha {}_{\text{a}}+\alpha {}_{\mu }),(1)$

式中,M为介质的分子量;NA 为阿佛加德罗常量。温度对折射率的影响主要来源于介质的ρ和αμ随温度的变化情况。αμ与温度T有直接关系:

$\alpha {}_{\text{μ}}=\mu {}^2/(3k{\rm T}),(2)$

式中,μ为分子的永久偶极矩; k为玻尔兹曼常量。为了便于讨论,将式(1)表示为

$n{}^2+2=1/\left[3\frac{4\text{π}\rho }{{\rm M}}\alpha \right]‚(3)$

从式(2)和式(3)可以看出,当T增大时, α减小,将导致n减小。当T增大时,ρ仅有微小的减小,因此温度变化时,影响折射率的主要因素是α。硅树脂材料的分子偶极矩大,是一种极性较大的材料。

本文的基本思想是将硅树脂填充入二维光子晶体硅介质柱的带隙中,由于硅树脂具有较大的热光系数,当在这种光子晶体器件中加上一对电极作为加热源,硅树脂在温度场的作用下折射率会发生较大的变化,可对光子晶体的光子带隙结构进行调节,在其内传输的电磁场就会受到影响,从而控制传输光的传输性能。

2 数值模拟与分析

下面将研究填充硅树脂Ren60的二维正方形分布的介质柱型光子晶体(如图1所示)的禁带结构。对于在二维光子晶体中传输的电磁波,

存在着两种独立的偏振态,定义横磁模为电场平行于介质柱,而横电模为电场垂直于介质柱。未填充硅树脂前的光子晶体的各参数如下:晶格常数为a,介质柱(Si)的折射率为n0=3.4,介质柱半径为r,且r/a=0.28。本文主要讨论填充硅树脂且温度由20 ℃变化到120 ℃ 时光子晶体的光子带隙的变化情况。20 ℃时硅树脂的折射率为1.528 6,入射光波长为650 nm时,硅树脂的热光系数为-3.6×10-4/℃,由此可计算出硅树脂在120 ℃时的折射率为1.492 6。利用平面波展开法就可以得到填充硅树脂的光子晶体的禁带结构,如图2所示。

由图2可以看出,当正方形分布的介质柱型光子晶体中没有填充硅树脂时,光子晶体出现3个对横磁模(TM)起作用的禁带,其中较大禁带的归一化频率ω a/2πc(其中ω是角频率,c是真空中的光速)范围是0.437 14~0.531 43,另外两个较小禁带的归一化频率范围为0.242 86~0.325 71和0.682 86~0.702 86。当光子晶体的介质柱之间填充硅树脂且温度为20 ℃时,可以发现禁带结构发生了较大变化,其中一个带隙消失,而另两个光子带隙的频率范围改变成0.237 77~0.273 9和0.423 61~0.433 94。当通过电极将硅树脂加热到120 ℃时,光子晶体的光子带隙进一步发生变化,出现了一个对横电模起作用的禁带,其频率范围为0.56~0.569 14,而另两个对横磁模起作用的禁带频率范围改变为0.425 14~0.441 14和0.237 71~0.276 57。由此可以看出,正方形分布的介质柱型光子晶体填充硅树脂后,其禁带结构的改变主要表现在以下两个方面:首先,位于较高频率的对横磁模起作用的一个禁带消失;其次,另两个禁带的频率范围减小,较大禁带的上限发生显著改变,而下限的改变则不明显。当填充硅树脂的光子晶体温度由20 ℃变化到120 ℃时,光子禁带也发生改变,表现在对横磁模起作用的光子禁带范围的增大和出现一个对横电模起作用的禁带。这种受温度调控的禁带范围的变化和对横电模起作用的禁带的出现直接决定了光子晶体的用途。需要指出的是,光子晶体的禁带结构不仅与温度有关,还与r/a有关。如图3所示。

由图3可以看出,正方形分布的介质柱型光子晶体中填充硅树脂后,其禁带结构随着r/a的变化有以下规律:首先,其光子晶体的禁带随着r的增大而减小;其次,当温度由20 ℃变化到120 ℃时,在r/a介于0.26~0.38与0.392~0.422之间时会出现两个对横电模起作用的小禁带。图3不仅给出了如何选择r/a来确定合适的禁带的频率范围和宽度的指导,还证明正方形分布的介质柱型光子晶体的禁带结构会因温度的改变而发生改变,故可以利用硅树脂来对禁带结构进行调制。

填充硅树脂的正方形介质柱型光子晶体的禁带结构随温度的变化规律如图4所示。从图中可以看出,在r/a=0.28时,随着温度的升高,对横磁模起作用的一个带隙变化不大,但当硅树脂的温度上升到接近92 ℃时,会出现一个新的对横电模起作用的带隙。结果表明,当光子晶体的结构固定之后,可通过改变温度来调控新带隙的生成和消失,从而制作光子晶体器件。

3 光子晶体光开关和光偏光片

由于硅树脂的折射率受温度的控制,因此,我们可以通过控制温度场来对填充硅树脂的光子晶体的禁带进行调节。这种禁带可调的介质柱型光子晶体可以作为光开关和光偏振片来使用。例如归一化频率为0.565的TE偏振光在温度为120 ℃时不能在光子晶体中(光子晶体结构参数:r/a=0.28)传输;而当温度为20 ℃时可以在光子晶体中传输(见图5)。因而可以通过温度调节来控制某一频率TE态传输光在光子晶体中传输的开和关。而当归一化频率为0.565的非偏振光在温度由20 ℃变为120 ℃时,原来可全部通过的传输光变为只有TM态可在这种光子晶体中通过。因而我们可以通过调节温度来将某一频率的非偏振传输光转变为偏振光。此外,这种光子晶体的光子带隙范围随温度的变化而变化,利用这个特点可制作光子晶体光衰减器。这种受温度控制的光子晶体器件的响应时间为毫秒量级,如果温度变化增大,可调制的范围更宽。需要指出的是这种光子晶体不存在完全光子带隙。

4 结束语

本文提出了一种新的调制光子晶体带隙的方法,通过温度场来控制填充于二维正方形光子晶体介质柱间的硅树脂的折射率,可以对光子晶体带隙进行调制。采用平面波展开法对二维正方形介质柱光子晶体禁带结构进行了数值分析。数值模拟结果表明,光子晶体的带隙结构因所施加的温度场而改变。由于硅和硅树脂较好的相容性,这种光子晶体具有易与其他光子器件进行集成等优点。这种光子晶体可用于制作光开关、偏光片和可调光衰减器。

摘要：文章提出一种利用硅树脂调节光子晶体光子带隙的方法,光子晶体波导是通过往二维正方形光子晶体的介质柱之间填充硅树脂得到的,利用温度场改变硅树脂的折射率。数值模拟结果表明:通过温度场可对这种光子晶体的禁带结构进行调节。这种可调光子晶体可应用于制作新颖的偏光片和光开关。

关键词：光子晶体,光子禁带,平面波展开法,硅树脂,光开关

参考文献

[1]Shunsuke Murai,Koji Fujita,Takayuki Hirao,et al.Temperature-tunable scattering strength based on thephase transition of liquid crystal infiltrated in well-de-fined macroporous random media[J].Optical materi-als,2007,29(8):949-954.

[2]Martz J,Ferrini R,Nüesch F,et al.Liquid crystal in-filtration of InP-based planar photonic crystals[J].Journal of applied physics,2006,99(10):103 105-103 109.

[3]Toyoda S,Kaneko A,Ooba N,et al.Polarization-in-dependent low cross-talk polymeric AWG-based tuna-ble filter operating around 1.55μm[J].IEEE.Pho-ton.Technol.Lett.,1999,11(9):1 141-1 143.

[4]Mizuno H,Sugihava O,Kaino T,et al.Low-loss pol-ymeric optical waveguides with large cores fabricatedby hot embossing[J].Opt.Lett.,2003,28(23):2 378-2 381.

[5]张小康,廖常俊,刘沛强,等.硅树脂材料热光特性的测试与分析[J].光学学报,2005,25(5):629-632.

二维光子晶体波导的能带分析 篇8

光子晶体的概念最早是由C.Yablonvitch[1]和S.John[2]在1987年分别独立提出的, 光子晶体是一种介电常数呈周期性的新型光学材料, 目前光子晶体被发现的主要特征是光子禁带、光子局域和负折射效应。特殊的结构使其具有奇特的控制光子传播状态的特性, 产生了许多崭新奇特的物理性质, 可以用来制作全新概念和以往所不能制作的高性能光学器件, 拓宽了光子技术的应用领域[3]。

本文利用PWE分析含有线缺陷的二维光子晶体的能带分布。

1 平面波展开法

平面波展开法是应用Bloch定理将电磁波以平面波的形式展开, 将麦克斯韦方程组化成一个本征方程, 求解该方程的本征值便可以得到传播的光子的本征频率。此方法可以用来计算无限周期的光子晶体能带结构, 结合超原胞的方法还可以计算光子晶体缺陷模的位置[4,5]。

电磁波在二维光子晶体中的本征方程为:

$\begin{array}{l}\frac{1}{\epsilon (\mathit{r})}\nabla \times [\nabla \times \mathit{E}(\mathit{r})]=\frac{\omega {}^2}{c{}^2}\mathit{E}(\mathit{r})(1)\\ \nabla \times \left[\frac{1}{\epsilon (\mathit{r})}\nabla \times \mathit{{\rm H}}(\mathit{r})\right]=\frac{\omega {}^2}{c{}^2}\mathit{{\rm H}}(\mathit{r})(2)\end{array}$

由于光子晶体的介电常数、电矢量、磁矢量均为周期函数, 把$\frac{1}{\epsilon (\mathit{r})},\mathit{E}(\mathit{r}),\mathit{{\rm H}}(\mathit{r})$结合Bloch定理展开成傅里叶级数:

$\begin{array}{l}\frac{1}{\epsilon (\mathit{r})}={\displaystyle \sum _G\epsilon }{}^{-1}(\mathit{G})\text{e}{}^{i\mathit{G}\cdot r},(3)\\ \mathit{{\rm H}}(\mathit{r})={\displaystyle \sum _{G}h}(\mathit{G})\text{e}{}^{i(k+\mathit{G})\cdot r}(4)\\ \mathit{E}(\mathit{r})={\displaystyle \sum _{G}e}(\mathit{G})\text{e}{}^{i(k+\mathit{G})\cdot r}(5)\end{array}$

将倒格子空间展开式代入 (3) (4) (5) 式中计算得到:

$\begin{array}{l}{\displaystyle \sum _{{\mathit{G}}^{\prime }}\epsilon }{}^{-1}(\mathit{G}-{\mathit{G}}^{\prime })|k+\mathit{G}||k+{\mathit{G}}^{\prime }|e(\mathit{G})=\frac{\omega {}^2}{c{}^2}e(\mathit{G})(6)\\ {\displaystyle \sum _{{\mathit{G}}^{\prime }}\epsilon }{}^{-1}(\mathit{G}-{\mathit{G}}^{\prime })|k+\mathit{G}||k+{\mathit{G}}^{\prime }|h(\mathit{G})=\frac{\omega {}^2}{c{}^2}h(\mathit{G})(7)\end{array}$

(6) 式和 (7) 式就是TE和TM的特征方程。

给定一个k值, 用N×N列平面波来近似 (即G取N个不同的值) , 可以求得一组本征值, i连续从1取到N, 我们就可以得到N个同样形式的方程。把这些方程等号左边的部分和等号右边的部分分别相加, 就可以得到方程 (6) 的完全展开式, 把这个完全展开式化成矩阵形式,

$\left[\begin{array}{cccc}a{}_{11}& a{}_{12}& \cdots & a{}_{1{\rm N}}\\ a{}_{21}& a{}_{22}& \cdots & a{}_{2{\rm N}}\\ \cdots & \cdots & \cdots & \cdots \\ a{}_{{\rm N}1}& a{}_{{\rm N}2}& \cdots & a{}_{{\rm N}{\rm N}}\end{array}\right]\left[\begin{array}{c}e(\mathit{G}{}_1)\\ e(\mathit{G}{}_2)\\ \cdots \\ e(\mathit{G}{}_{{\rm N}})\end{array}\right]=\frac{\omega {}^2}{c{}^2}\left[\begin{array}{c}e(\mathit{G}{}_1)\\ e(\mathit{G}{}_2)\\ \cdots \\ e(\mathit{G}{}_{{\rm N}})\end{array}\right](8)$

然后将矩阵做变换, 化为对角矩阵, 就可以得到一系列的本征值。在坐标纸上, 以k为自变量, $\frac{\omega {}^2}{c{}^2}$为其函数画出一条条曲线。这些曲线就可以展示出光子晶体TE极化情况的能带结构, 从中就可以看出带隙的位置和宽度。

2 能带分析

本文设计的二维光子晶体波导的结构如图1所示, 是在25×13的二维圆柱正方晶格光子晶体的中心引入线缺陷形成的[6], 应用平面波展开法对其能带分布进行数值模拟, 在这里我们只研究TE模变化的情况。

2.1 介质折射率的影响

二维光子晶体波导是由两种以上不同折射率的介质组成, 我们选取背景材料为空气 n=1, 圆柱材料的折射率大于1, 晶格周期a=1 μm, 介质柱的半径r=0.2 μm, 取如图2所示的晶胞单元, 在简约布里渊区对称点Γ、K、M、Γ的每两个点之间插入四个中间点, 设定能带数为12。介质柱折射率分别取不同的值, 在其他参数不改变的情况下, 得出不同折射率对应的带隙的数目以及宽度如表1所示。

从表1中我们可以发现, 在折射率小于3.2时, 没有带隙存在;当折射率大于3.2时, 出现带隙, 随着折射率的增大, 带隙分布的上、下限均下移, 即禁带频率减小, 并且带隙宽度先增大后减小, 在折射为6.9处出现拐点。图3为两个极值点3.2和6.9时的带隙分布图, 图中f=ωa/2πc。

从图中可以很清楚的看到带隙分布的区别, 还可以看出是否出现带隙以及宽度的大小主要在于第9条能带, 在n=3.2以下时, 此能带很陡峭, 从而导致没有带隙出现, 而随着折射率的增大此能带逐渐变平缓, 出现了带隙, 并且宽度逐渐增大, 由于每条能带对应的频率是减小的, 所以宽度不可能一直增大, 肯定会出现一个极大值。

2.2 介质柱占空比的影响

我们选取介质柱的折射率为6.9, 其他参数不改变, 只改变介质柱的半径, 即可得出不同的占空比 (2r/a) 对应的带隙的数目以及宽度, 如表2所示。

从表中我们发现当占空比在0.13到0.87的区间内存在带隙, 在3.6处出现极大值, 三个极值对应的带隙图如图4所示, 通过图形我们还可以发现对带隙分布起关键作用的能带仍是第9条。

3 结 论

通过对二维光子晶体波导的介质柱折射率和半径的分析, 得到在介质柱折射率为0.69, 占空比2r/a=0.36时, 对应的二维光子晶体的带隙最宽, 还分析出了其变化规律, 为制作实际的光子晶体波导奠定了基础, 在实际应用中也可以参考其数值确定直线波导中传播最佳波段的条件。

参考文献

[1]Yablonovitch E.Inhibited spontaneous emission in solidstatephysics and electronics[J].Phys Rev Lett, 1987, 58:2059-2061.

[2]John S.Strong localization of photons in certain disordereddielectric superlattices[J].Phys Rev Lett, 1987, 58:2486-2488.

[3]Zhong Zhi-rong, Zhang Li-hua, Yang Hong-qin.New design of2-D photonic crystal waveguide couplers[J].OptoelectronicsLetters, 2006.2 (5) :334-335.

[4]冯帅, 任承.光子晶体理论计算与实验制备[M].北京:中央民族大学出版社.2008.

[5]杜威.平面波展开法在二维光子晶体能带计算中的应用[D].北京:北京大学物理学院, 2003.

双包层光子晶体光纤特性研究 篇9

首先简单介绍了光子晶体光纤放大器和激光器与传统光纤放大器和激光器相比的优势,以及双包层光子晶体光纤的基本结构特性。详细比较了双包层光子晶体光纤相对于聚合物双包层光纤的优点和缺点。然后说明了双包层光子晶体光纤的应用所长。最后总结出两种光纤特性的对比。

1简介

近年来,由于光子晶体光纤能提供高而稳定的输出功率,而且光束质量很好,光子晶体光纤已经引起了众多科研人员的兴趣。尽管传统的CO2和Nd-YAG等激光器也已经可以提供高的输出功率,光纤激光器却有其额外的优势,比如光束质量非常高、可靠性好、维护成本低等。虽然基于普通掺杂单模光纤的光纤激光器可以产生衍射极限输出,但是它对达到衍射极限光束质量的泵浦光源有所限制,因此通常这些泵浦光源的功率都很低。另一方面,多模光纤的使用通常会导致光束质量的下降。这个问题随着双包层光纤的发明已经得到解决。双包层光纤允许向光纤的内包层泵浦。激光在单模或多模纤芯中传播,纤芯外围是内包层,泵浦光在内包层中传播。光子晶体光纤技术为泵浦包层提供了非常高的数值孔径。只有纤芯(有时也可以是围绕纤芯的一个环)用稀土掺杂。泵浦光被折射率更低的外包层限制在内包层中。当泵浦光传播至单模纤芯中时,就能被激光活性离子吸收。内包层的面积比纤芯大得多,通常是纤芯面积的100～1 000倍,并且内包层的数值孔径也比芯层高得多。因此,双包层光子晶体光纤能支持很多种传播模式,而且尽管高功率激光二极管的输出光束质量不高,双包层光子晶体光纤也可以高效地接受它的输出光束。在光纤脉冲放大器和激光器中,当保持高峰值功率时,需要功率很高的泵浦二极管来增加脉冲频率。包层泵浦技术利用光能消耗低的多模激光二极管作为光纤激光器的泵浦源,以此来减少系统能量消耗。目前,聚合物类型的双包层光纤(DCF)用折射率低的聚合物作为泵浦光波导的包层,这种方式被大多数包层泵浦光纤激光器所采用。

另一方面,近年来双包层光子晶体光纤(PC-DCF)由于它们有趣的特性越来越引起人们的注意。PC-DCF结构的一个最大特点就是泵浦光波导被空气孔包围。下面,介绍PC-DCF相比于聚合物DCF的优点和缺点,并总结在脉冲放大器中的有效应用和使用。

2双包层光子晶体光纤的优点

图1所示是用扫描电子显微镜观察到的双包层光子晶体光纤的横截面图。这个横截面的图示说明如图2所示。采用扫描电子显微镜观察时聚合物涂覆层已被去除,所以在图1中观察不到涂覆层。图2中描述的是横截面的折射率分布。光纤中央有稀土掺杂的纤芯,这个纤芯被纯二氧化硅制成的泵浦波导围住,泵浦波导被空气孔层围住。支撑层和聚合物涂覆层是为了增加光纤的机械强度和保护光纤不受外部环境的侵害,是必不可少的。泵浦波导的包层中空气孔使它的折射率非常低,从而使得泵浦波导的数值孔径(NA)很高。优良的NA是PC-DCF最有吸引力的优点。

另外,PCF能在一个很宽的波长范围内很好地控制色散。比起传统的PCF,PC-DCF的有效面积可以更灵活的设计。因此从理论上来说PC-DCF可以在超宽带波长范围内实现色散补偿。

3双包层光子晶体光纤的缺点

虽然DC-PCF有不寻常的NA特性,但是因为难于处理,它仍然没有应用于大量生产。例如,通常采用利用V槽进行侧面泵浦或多模耦合来构造聚合物DCF放大器。运用这些方法时,空气孔层阻碍了外来的泵浦光进行耦合,这对侧面泵浦来说是个障碍。这个空气孔层能通过用氢氟酸腐蚀来去除,但是这也削弱了光纤强度。将DC-PCF应用到实际生产中还必须进行深入研究。

此外,将DC-PCF与锥形多模光纤连接到一起的同时产生很低的插入损耗是很困难的,从图3所示。空气包层模式将多模光束限制在锥形区域。空气孔被连接区域周围的热熔接压塌,大量泵浦光通过坍塌区域逃脱到支撑层。消除这些坍塌可以解决这个问题,但是连接两端光纤时,有些坍塌是必要的。

由于以上这些原因,需要侧面泵浦和利用锥形多模光纤连接的PC-DCF不适合构建放大器。传统的透镜耦合方法被考虑作为可行的解决办法。然而,用这种方法处理高功率需要仔细留心,高光功率产生的热量能轻易地移动透镜和滤波片。

4双包层光子晶体光纤的应用

前面已经提到高的NA是PC-DCF最有吸引力的特性。高的NA能减少泵浦波导的横截面积,因为使用高放大率透镜时,泵浦光能被汇聚到泵浦波导并且产生一个非常小的焦点直径。高峰值功率脉冲放大器的光纤长度应该尽可能短,以便减少光纤中的非线性效应。由于光纤长度较短,提高泵浦光吸收效率就很有必要。泵浦光吸收率由纤芯与泵浦波导的面积比率和纤芯中稀土掺杂总量决定。可以说泵浦波导横截面积小的PC-DCF的光纤长度短于相同情况下聚合物类型的光纤长度。因此,用一段长度较短的PC-DCF获得足够的光纤增益是可能的。PC-DCF不仅适用于高峰值功率脉冲放大,而且适用于高平均功率连续波放大。包层泵浦光子晶体光纤放大器的发展才刚刚开始。在不久的将来还会出现很多有意义的成果。双包层光子晶体光纤与聚合物双包层光纤相比较的优点和缺点如表1所示。

5结语

根据以上分析,光子晶体光纤的高数值孔径对于增加泵浦光在短长度内的吸收率非常有效,同时,光子晶体光纤的大数值孔径对于降低高功率放大器中有害的非线性光学效应也十分有利。

参考文献

[1]关铁梁.光子晶体光纤[J].激光与光电子学进展,2002,39(10):36-39.

[2]BIRKS T,KNIGHT J,RUSSELL P.Endlessly singlemode photonic crystal fiber[J].Opt.Lett.,1997,22(13):961-963.

[3]FERRANDO A,SILVESTRE E,ANDRES P.Designingthe properties of dispersion-flattened photonic crystal fibers[J].Opt.Express,2001,9(13):687-697.

[4]张炜,李乙钢,闫培光,等.大模面积双包层掺Yb3+光子晶体光纤激光器[J].电子.激光,2005,16(4):418-420.

[5]HUTTUNEN A,TORMA T.Optimization of dual-coreand microstructure fiber geometries for dispersion compen-sation and large mode area[J].Opt.Express,2005,13(13):627-635.

[6]徐之光,戴武涛,樊亚仙.可调谐的调Q掺Yb3+双包层光纤激光器[J].光子学报,2003,32(6):520-522.

[7]MATSUI T,ZHOU J,NAKAJIMA K,et al.Dispersionflattened photonic crystal fiber with large effective area andlow confinement loss[J].J.Lightw.Technol.,2005,23(12):4178-4183.

[8]MARCUSE D.Loss analysis of single-mode fiber splices[J].Bell Syst.Tech.J.,1977,56(5):703-718.

[9]LIMPERT J,ROSER F,SCHREIBER T,et al.High-power ultrafast laser systems[J].IEEE J.Sel.Top.Quant.Elect.,2006,12(2):233-244.

[10]黄晶,吕新杰,李峰,等.1 053nm掺Yb3+双包层光纤放大器脉冲放大特性研究[J].中国激光,2005,32(8):1022-1026.

光子晶体光纤中光场分布研究 篇10

随着光纤技术的迅速发展, 光纤已大量应用于航空领域内, 新型光纤的研究也越来越多。光子晶体光纤 (PCF) 的概念最早由ST.J.Russell等人[1]于1992年提出。1996年第一根光子晶体光纤在英国南安普顿大学拉制成功[2]。光子晶体光纤是在石英光纤中沿轴向均匀排列着空气孔, 从光纤端面看, 存在周期性的二维结构, 如果其中一个孔遭到破坏和缺失, 则会出现缺陷, 光能够在缺陷内传播。与普通单模光纤不同, 光子晶体光纤是由其中周期性排列空气孔的单一石英材料构成, 所以又被称为多孔光纤 (holey fiber) 或微结构光纤 (micro-structured fiber) 。

1 光子晶体光纤中光场分布模拟

1.1 衍射法理论模型

入射光束沿光纤纵向垂直于光纤截面入射入光纤内部, 根据光的衍射, 入射面上每个点在出射面上每个点的光场叠加形成输出光光场, 以此衍射循环下去, 至光场稳定, 如图1所示。

先确定参数:采用的工作的长为:λ=600nm=600×10-9m, 空气孔孔间距Λ=20μm=20×10-6m, 光纤半径r=100μm=100×10-6m, 选取相邻光谱面间的间距l=1mm=10-3m。

输入光采用较简单的高斯光:U (x, y) =exp (- (x2+y2) /ω2) , 其中ω等效为光纤的纤芯半径, 光子晶体光纤的等效纤芯半径即空气孔间距, 所以输入光为

衍射的输出光为:

其中c即为归一化系数。

在积分过程中, 由于积分区域为光纤截面, 为圆形区域, 且在有空气孔位置处, 光传播过程中有损耗。故建立一个矩阵模版:一个矩形区域内, 以其中心为圆心, 圆形区域半径为半径作一个圆, 圆内为1, 圆外为0。再以圆形套构的方法在圆形区域内打孔, 令打孔处为0.8模拟空气孔对光的损耗。因此在积分时, 光场定义为矩阵, 与该矩阵模版点乘后对矩阵元素加和即可求得积分。故式 (4) 变为

当绘制出输出光强后, 比较该输出时的归一化系数, 判断其光场是否已经稳定。

1.2 算法建立

根据衍射法理论模型, 设计一个模拟稳定输出光强的算法, 算法步骤为:

(第一步) 定义50*50的圆形矩阵模版z;

(第二步) 根据光子晶体光纤截面空气孔分布规律, 在圆形区域内打孔, 输出矩阵模版z, 并绘制;

(第三步) 根据 (4) 式, 用矩阵模拟输入高斯光光场, 并根据 (5) 式计算其归一化系数;

(第四步) 根据 (2) 式算出输入面上各点与输出面上各点间相应的距离, 根据 (6) 式, 用矩阵模拟衍射输出的光场;

(第五步) 根据 (5) 式计算输出光场的归一化系数, 并将归一化后的输出光场作为输入光继续第四步的循环;

(第六步) 绘制输出光的相对光强。

1.3 光场模拟结果

通过对光子晶体光纤中输入输出光的模拟, 得到输出光光强分布图及归一化系数。

当i=100时, 其归一化系数c=2.1525-0.0000i, 其输出光强的仿真如图2所示。

图中x、y轴表示输入光场矩阵的维数, z轴表示光谱面上光场的相对光强。

2 仿真计算结论

根据以上的仿真输出, 得出一个初步的定性结论:随着光在光纤中的衍射, 其光强分布逐渐趋于稳定。

第49个输出面光场归一化系数:

c49=1.4131+0.0000i c49/c50=0.99255第50个输出面光场归一化系数:

c50=1.4237-0.0000i c50/c51=0.99247

第51个输出面光场归一化系数:

c51=1.4345-0.0000i

第100个输出面光场归一化系数:

c100=2.1525-0.0000i c100/c101=0.99221

第101个输出面光场归一化系数:

c101=2.1694+0.0000i

根据以上几组相邻输出光场的归一化系数比值可以得出:由于有空气孔的损耗, 输出光场的光强不断减少, 其归一化系数不断增大。随着光在光纤内部的传播, 大约经过49个输出面以后开始趋近于稳定, 当经过大概100个输出面时, 输出光光强分布已基本稳定。

摘要：随着光纤在航空领域的发展及大量应用, 对光纤的研究越来越多, 新型光纤光子晶体光纤的应用额不断涌现。本文采用衍射法建立模型、设计算法仿真多次衍射, 考虑光子晶体光纤端面的空气孔对衍射过程中光的损耗, 输出多次衍射光光场分布, 并多次比较相邻输出光铺面光场归一化系数, 以判断光场是否趋于稳定。

关键词：光子晶体光纤,衍射法,光场分布

参考文献

[1]Russell P St J, et a1.Recent progress in Photonic Crystal fibres[A].Proc, OFC 2000[c].3:98l00.