基于光子晶體的自準直零相移傳輸方法
【專利摘要】本發(fā)明公開了一種基于光子晶體的實現(xiàn)電磁波自準直零相移傳輸方法。該光子晶體板由均勻電介質(zhì)材料在空間周期性排列構(gòu)成，其入射面與出射面沿光子晶體的空間對稱軸方向切割而成。當特定波長的電磁波以一定入射角范圍內(nèi)任意角度向光子晶體板入射時，在界面處發(fā)生折射，通過光子晶體周期結(jié)構(gòu)的空間調(diào)制，電磁波在光子晶體中折射方向不變，且其等相位面與能流方向相互平行，在固定傳播方向保持零相移傳輸，從而實現(xiàn)了光子晶體中的電磁波自準直零相移傳輸。本發(fā)明從電磁波基本理論和光子晶體能帶調(diào)制理論出發(fā)，提出了一種全新的基于光子晶體實現(xiàn)電磁波自準直零相移傳輸?shù)姆椒?，簡化了加工工藝，降低了生產(chǎn)成本，提高了使用靈活性，具有重要的學術(shù)意義和應(yīng)用價值。
【專利說明】基于光子晶體的自準直零相移傳輸方法
【技術(shù)領(lǐng)域】
[0001]本發(fā)明屬于光通訊、光電子【技術(shù)領(lǐng)域】，涉及一種電磁波自準直零相移傳輸?shù)姆椒ā！颈尘凹夹g(shù)】
[0002]全介質(zhì)基光子晶體作為一種新型的人造介質(zhì)材料以其優(yōu)良的性能和潛在的科學價值使之成為物理學、光子學、電磁場理論、材料科學、納米技術(shù)非常熱門的研究領(lǐng)域。光子晶體的周期性結(jié)構(gòu)能夠賦予材料獨特的反常光學特性，通過對其空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)的調(diào)制，能夠在較大范圍內(nèi)對所傳播的電磁波或光波的傳輸性質(zhì)進行調(diào)控，被認為是未來光子晶體器件在光信息領(lǐng)域走向 實用化的突破口。
[0003]電磁波的相位在通過具有二相性或多向性的材料時會發(fā)生偏轉(zhuǎn)，從而產(chǎn)生相位的延后現(xiàn)象稱為相位延遲，并隨著在電磁波在不同介電材料中傳播距離的不同而在0~2間連續(xù)變化。如何使電磁波能通過人造媒介零相移傳輸，讓光子芯片能攜帶信息而又實現(xiàn)信號的同相傳遞，在光通訊和光電子【技術(shù)領(lǐng)域】都是重大的進步，將具有十分深遠的影響。
[0004]為實現(xiàn)電磁波的等相位傳輸，最直觀的解決辦法是使傳播媒質(zhì)的介電常數(shù)為零。雖然自然界中就存在介電常數(shù)為零的物質(zhì)，例如，電子氣、地球大氣層的電離層，還有一些低損耗的貴金屬(如金，銀)、半導(dǎo)體和絕緣體(如碳化硅SiC)等，但它們僅在接近各自等離子頻率時具有類似的零折射率性質(zhì)。人們希望能夠在理想的較寬松的入射條件下(如較寬的頻段等)實現(xiàn)電磁波的零相移，超材料的出現(xiàn)為人們設(shè)計可控的介電常數(shù)和磁導(dǎo)率材
料提供了新的手段。一般材料的折射率可以表示為，當?shù)刃Ы殡姵?shù)e @或磁導(dǎo)率
Ueff任意一個參數(shù)為零時，折射率n都將為零，即零折射率。近幾年，等效介電常數(shù)Srff或等效磁導(dǎo)率Ueff其中一個為零或二者同時為零的零折射率超常介質(zhì)在理論上也得到了廣泛的關(guān)注和研究，然而，這些零折射率超材料的設(shè)計大部分是以美國加州大學圣迭戈分校的D.R.Smith等人提出的利用周期性排布的細銅導(dǎo)線和開口諧振環(huán)諧振模型為基礎(chǔ)改進實現(xiàn)的，頻譜范圍窄、制備復(fù)雜、難調(diào)制，且高損耗是金屬基超材料需要克服的主要問題。美國哥倫比亞大學瑟爾達?可卡曼研究小組利用具有負折射性質(zhì)的光子晶體結(jié)構(gòu)與折射率為正的媒介串聯(lián)在一起制成一維的超晶格復(fù)合結(jié)構(gòu)，利用相位補償最終得到折射率為零的零相移材料，在紅外線波段實現(xiàn)了等相傳輸。但這種有效折射率逼近零的復(fù)合納米結(jié)構(gòu)的制備工藝非常復(fù)雜，很難保證相位變化真正為零，同樣存在頻段窄，不可調(diào)和成本高的問題，從而限制了其實際應(yīng)用，難于推廣。最近清華大學周濟課題組提出的基于波前調(diào)制實現(xiàn)電磁波零相移傳輸?shù)姆椒ㄌ隽肆阏凵渎蕳l件的束縛，從平面波傳輸理論出發(fā)，利用介質(zhì)材料微結(jié)構(gòu)對電磁波進行調(diào)制，使電磁波的等相位面與能流方向平行，為實現(xiàn)電磁波/光的零相移傳輸提供了新思路。然而，該方法中電磁波的折射方向?qū)﹄姶挪ǖ娜肷浞较蚍浅Ｃ舾?，入射角的小幅度變化可能會引起零相移電磁波出射方向的劇烈變化，存在實際操作困難和傳輸方向不確定的問題。如采用傳統(tǒng)自準直儀調(diào)制的話必然會引入相移，與電磁波零相移傳輸?shù)哪繕瞬环?br/>【發(fā)明內(nèi)容】

[0005]本發(fā)明的目的是提供一種基于光子晶體的電磁波自準直零相移傳輸?shù)姆椒ā?br> [0006]本發(fā)明利用光子晶體的空間結(jié)構(gòu)決定其能帶結(jié)構(gòu)和等頻線(面)分布的性質(zhì)，通過對光子晶體結(jié)構(gòu)參數(shù)和介電性質(zhì)的調(diào)制，使處于特定波段的電磁波即使以不同入射角進入光子晶體，仍然能夠沿固定折射方向以等相位面與能流方向平行的模式傳播，實現(xiàn)電磁波的自準直零相移傳輸。
[0007]由于光子晶體的等頻線(面)的分布會隨著晶體空間結(jié)構(gòu)(包括晶格大小、形狀、占空比及空間群對稱性)和介電性質(zhì)的改變而發(fā)生變化，從而導(dǎo)致電磁波傳輸性質(zhì)也隨之變化，所以我們可以通過對光子晶體材料空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)的調(diào)制來實現(xiàn)對電磁波傳輸性質(zhì)的調(diào)控。通常情況下，平面波的等相位面為垂直于傳播方向的一組平行的相位面，等相位面上的任意兩點的相位相同。當特定波段的平面電磁波在具有特定結(jié)構(gòu)的光子晶體中傳播時，由于布拉格散射，傳播性質(zhì)受到調(diào)制，能量形成帶結(jié)構(gòu)，在其能流矢量S和波矢k相互垂直，即k ? S=O的情況下，對應(yīng)著電磁波的群速和相速方向相互垂直。此時光子晶體中電磁波的等相位面(波前)被調(diào)制為一組平行于傳播(能流)方向的平面，其傳播方向垂直于能流S方向,指向波矢k方向。
[0008]電磁波在光子晶體中的傳播性質(zhì)可以通過解由光子晶體的空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)確定的麥克斯韋方程來預(yù)測，通過數(shù)值計算獲得其在某一偏振態(tài)下不同能帶在布里淵區(qū)中的等頻線(面)分布，從而確定光子晶體中不同頻率下波矢的空間分布情況。根據(jù)群速定SLvg= ,對應(yīng)波矢k的群速的方向垂直于該位置的等頻線，沿其法線指向頻率增大的方向，由此可以獲得光子晶體中滿足零相移傳輸條件s ? k=o的電磁波的頻率、波矢和傳播方向等信息。多數(shù)情況下電磁波是從空氣入射到光子晶體板的內(nèi)部，電磁波在入射面處會發(fā)生反射和折射，當折射波矢確定后，利用邊界條件可以進一步推得入射電磁波的入射角，從而實現(xiàn)某波長電磁波以特定入射角入射光子晶體板后保持相位不變傳輸，使任意時刻的電磁波在入射面和出射面處具有相同的相位。為了同時實現(xiàn)自準直作用，就希望該頻段對應(yīng)的空間等頻線為沿波矢方向的直線(非曲線)，這樣就能保證特定頻段電磁波以不同入射角入射時以固定的折射角在光子晶體中零相變傳輸。
[0009]故本發(fā)明提供的基于光子晶體的自準直電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒?，?以不同入射角入射的電磁波在光子晶體板中傳播時，電磁波的折射角不變，且等相位面與能流方向平行，實現(xiàn)所述電磁波的自準直零相移傳輸。
[0010]上述方法中，所述光子晶體板的晶格結(jié)構(gòu)為能夠使所述電磁波以不同入射角入射時，在所述光子晶體板中激發(fā)出等相位面與固定能流方向平行的折射波的結(jié)構(gòu)。
[0011]所述光子晶體板的空間結(jié)構(gòu)為由介質(zhì)棒或介質(zhì)球插入背景介質(zhì)中組成的對稱周期性結(jié)構(gòu)，且所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的介電常數(shù)與所述背景介質(zhì)的介電常數(shù)不同。
[0012]具體的，所述光對稱周期性結(jié)構(gòu)為正方晶格結(jié)構(gòu)；
[0013]具體的,所述背景介質(zhì)為空氣時,構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為均勻電介質(zhì)材料，具體可為氧化鋁或硅；
[0014]構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為空氣時,構(gòu)成所述背景介質(zhì)的材料為所述均勻電介質(zhì)材料，具體可為氧化鋁；[0015]所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的截面形狀是任意形狀，具體可為正方形或圓形；[0016]所述電磁波的入射方式為以一定入射角范圍內(nèi)的任意角度從任意均勻電介質(zhì)材料向所述光子晶體入射；
[0017]所述電磁波的工作波長由光子晶體板的空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)決定。
[0018]所述電磁波在所述光子晶體板中的等頻線在布里淵區(qū)對稱中心周圍呈中心對稱福射直線分布。
[0019]所述光子晶體板的入射面和出射面均是沿光子晶體板的對稱軸方向進行切割。
[0020]在所述光子晶體板中，電磁波在滿足相位不變傳輸條件k ? S=O的情況下，始終滿足電磁場的邊界條件:ksin 0 inc=k' sin 0 ,其入射角變化范圍由光子晶體板中的對應(yīng)等頻線與折射波矢k'的重疊范圍決定，0 ^zarcsinQ^ sin 0/k)。
[0021]式k ? S=O中，S為能流矢量，k為波矢；
[0022]式ksin0inc=k' sin 0中，k為電磁波的入射波矢，對應(yīng)特定波長的入射波矢k為定值，k'為電磁波在光子晶體板中的折射波矢，0in。為入射角，0為電磁波在光子晶體板中的折射角。
[0023]在所述光子晶體板中，邊界入射角0 in。為所述入射角變化范圍內(nèi)任意角度時，對應(yīng)的折射角保持不變。
[0024]在所述光子晶體板中，平面電磁波從固定入射位置以入射角變化范圍內(nèi)任意角度入射時，通過光子晶體板后的出射電磁波在固定位置出射，出射位置與入射角無關(guān)。
[0025]在所述光子晶體板中，平面電磁波的等相位面與能流方向平行。
[0026]所述電磁波的偏振態(tài)為TM偏振或TE偏振。
[0027]本發(fā)明提供的自準直電磁波零相移傳輸方法，所用光子晶體板由均勻介質(zhì)在空間周期性排列組成，其入射面與出射面沿光子晶體的空間對稱軸方向切割而成。當特定波長的電磁波以入射角變化范圍內(nèi)任意角度向光子晶體板入射時，在界面處發(fā)生折射，通過光子晶體周期結(jié)構(gòu)的空間調(diào)制，使進入光子晶體的電磁波的相速與能流方向相互垂直，即，等相位面與能流方向平行，且折射角度固定不變，保證電磁波在光子晶體中沿固定傳播方向等相位傳輸，從而實現(xiàn)入射和出射電磁波在光子晶體板中的點對點零相移傳輸。本發(fā)明從電磁波和光子晶體基本理論出發(fā)，提出了一種全新的實現(xiàn)電磁波自準直零相移傳輸?shù)姆椒ǎ摪l(fā)明具有光子晶體本身所具有的標度不變性的優(yōu)點，即只需放大或縮小結(jié)構(gòu)的尺寸，其工作波長也按比例隨之放大或縮小，并保持偏振態(tài)、傳播方向和相位等性能指標不變。除此之外，本發(fā)明在保證電磁波在光子晶體板中零相移傳輸?shù)那疤嵯?，還可以實現(xiàn)較寬頻段和較大入射角范圍變化的入射電磁波以不變的折射角在光子晶體中傳輸，真正實現(xiàn)了電磁波的點對點零相移傳輸。從而極大提聞了入射電磁波的容差范圍，提聞了光子晶體板的點對點電磁波零相移傳輸精度，簡化了加工工藝，降低了生產(chǎn)成本，提高了使用靈活性，具有重要的學術(shù)意義和應(yīng)用價值。
【專利附圖】

【附圖說明】
[0028]圖1是 電磁波以不同入射角穿越光子晶體平板的光路示意圖，折射角固定不變，深色部分為介質(zhì)背景，白色部分為空氣柱；
[0029]圖2是正方形空氣柱在Al2O3介質(zhì)背景中按正方晶格排列構(gòu)成的光子晶體TM偏振態(tài)的能帶結(jié)構(gòu)圖；[0030]圖3是正方形空氣柱在Al2O3介質(zhì)背景中按正方晶格排列構(gòu)成的光子晶體TM偏振時第三能帶的等頻線分布示意圖，頻率為0.331的等頻線在對稱中心周圍呈中心對稱輻射直線分布，與對應(yīng)折射波矢重疊；
[0031]圖4是正方形空氣柱在Al2O3介質(zhì)背景中按正方晶格排列構(gòu)成的光子晶體中以不同入射角入射時TM偏振電磁波在其中傳播的場分布圖。
【具體實施方式】
[0032]下面結(jié)合具體實施例對本發(fā)明作進一步闡述，但本發(fā)明并不限于以下實施例。所述方法如無特別說明均為常規(guī)方法。所述原材料如無特別說明均能從公開商業(yè)途徑而得。
[0033]實施例1
[0034]選擇一個二維光子晶體，設(shè)光子晶體的晶格常數(shù)為a，如圖1所示，由空氣柱截面形狀為正方形的空氣(介電常數(shù)e =1)在Al2O3介質(zhì)背景(純度>99%，e =10)中按正方晶格結(jié)構(gòu)周期排列，空氣柱邊長為0.4a，填充比為83.6%，得到光子晶體板。沿rK方向?qū)庾泳w板進行切割，晶體板沿r M方向的寬度根據(jù)電磁波在光子晶體板中傳播的距離決定，光子晶體板的長度要求保證電磁波不會從晶體板側(cè)面出射。
[0035]從圖2所示的能帶結(jié)構(gòu)可以看出，該光子晶體板在TM偏振態(tài)不存在全帶隙。
[0036]圖3給出了第三能帶對應(yīng)的等頻線分布，粗實線為相對頻率為《=0.331的等頻線，在布里淵區(qū)對稱中心周圍該等頻線與對應(yīng)的折射波矢重疊。
[0037]頻率為Co =0.331的電磁波在光子晶體板中滿足相位不變傳輸條件k ? S=O，始終滿足電磁場的如下邊界條件:ksin 9 inc=k/ sin 0，其入射角變化范圍由光子晶體板中的對應(yīng)等頻線與折射波矢k'的重疊范圍決定，0 ^earcsinO^ sin 0/k)。
[0038]式k ? S=O中，S為能流矢量，k為波矢；
[0039]式ksin0inc=k' sin 0中，k為電磁波的入射波矢，對應(yīng)特定波長的入射波矢k為
定值；
[0040]k'為電磁波在光子晶體板中的折射波矢，0in。為入射角，0為電磁波在光子晶體板中的折射角。
[0041]上述電磁波以入射角變化范圍內(nèi)的不同入射角入射到光子晶體板rM界面上時，光子晶體中會出現(xiàn)正折射光線。由于《=0.331的等頻線在布里淵區(qū)中心周圍呈對稱中心輻射直線分布，折射光的波矢k'與等頻線重疊，在10° <0ine〈6O°的入射角范圍內(nèi)對應(yīng)折射波矢都與該等頻線重疊且方向不變，所以當入射角變化時，對應(yīng)的折射角始終保持13°，即實現(xiàn)了頻率為《=0.331的 電磁波的自準直零相移傳輸。
[0042]圖4給出了 TM偏振電磁波以不同入射角入射時的折射光波在光子晶體中傳播的電場分布圖，可以知道電磁波以20°、30°、40°、50°入射角從光子晶體界面的固定位置入射后，其出射位置固定不變(即電磁波的折射角都是13° )，在圖中可以清楚地看到光子晶體中電磁波的等相位面與能流方向平行，且傳播方向一致。
[0043]根據(jù)邊界條件，電磁波以不同入射角入射時對應(yīng)的折射波矢不同(角度越大折射波矢越大)，根據(jù)公式k=2 / X，可知光子晶體中折射電磁波等相位面分布的空間周期是不同的(入射角越大空間周期越小)。
[0044]當改變空氣柱邊長大小(即填充比)或改變介質(zhì)背景的介電常數(shù)時，可以對在光子晶體中實現(xiàn)自準直等相位傳輸電磁波的工作頻率(波長)進行調(diào)控。
[0045]實施例2
[0046]同實施例1，將半徑r=0.5a截面形狀為圓形的Al2O3棒(介電常數(shù)e =10)在空氣(n=l)中按正方晶格結(jié)構(gòu)周期排列，得到光子晶體板。沿rM方向?qū)庾泳w板進行切割，當相對頻率為《=0.335的TM偏振電磁波以10° <0ine〈6O°入射角范圍內(nèi)任意角度由空氣向光子晶體板入射時，在入射界面沿FM方向光子晶體板中可以激發(fā)出折射角為13°的折射波，其等相位面與傳播方向平行，實現(xiàn)了電磁波在該光子晶體板中的自準直零相移傳輸。
[0047]實施例3
[0048]同實施例1，將截面形狀為圓形的空氣柱按正方晶格結(jié)構(gòu)周期排列在Al2O3介質(zhì)背景中，空氣柱半徑為0.25a，填充比為80.4%，得到光子晶體板。沿r M方向?qū)庾泳w板進行切割，當相對頻率為《=0.3345的TM偏振電磁波以10°〈0 inc<60°入射角范圍內(nèi)任意角度由空氣向光子晶體板入射時，在入射界面沿rM方向光子晶體板中可以激發(fā)出折射角為11.5°的折射波，其等相位面與傳播方向平行，實現(xiàn)了電磁波在該光子晶體板中的自準直零相移傳輸。
[0049]當改變空氣柱半徑或改用其他介質(zhì)作為介質(zhì)背景時，可以對在光子晶體中實現(xiàn)自準直等相位傳輸電磁波的工作頻率(波長)進行調(diào)控。
[0050]實施例4
[0051]同實施例1，將邊長為0.4a的正方形空氣棒旋轉(zhuǎn)45° ,按正方晶格周期排列在娃基背景(折射率n=3.4)中，得到光子晶體板。沿rM方向?qū)庾泳w板進行切割，當相對頻率《=0.306的TM偏振電磁波以10°〈0 inc<60°入射角范圍內(nèi)任意角度由空氣向光子晶體板入射，在光子晶體板中激發(fā)出折射角為13°的零相移傳播的正折射波；
[0052]如果介質(zhì)背景改用高純度Al2O3陶瓷，當相對頻率為0.329的TM偏振電磁波以10° < 9 inc<60°入射角范圍內(nèi)任意角度由空氣向光子晶體板入射，也可以在光子晶體中激發(fā)出折射角為12.5°的零相移傳播的正折射波，實現(xiàn)電磁波在該光子晶體板中的自準直零相移傳輸。
【權(quán)利要求】
1.一種基于光子晶體實現(xiàn)電磁波自準直零相移傳輸?shù)姆椒?，其特征在?以不同入射角入射的電磁波在光子晶體板中傳播時，電磁波的折射角不變，且等相位面與能流方向平行，實現(xiàn)所述電磁波的自準直零相移傳輸。
2.根據(jù)權(quán)利要求1所述的方法，其特征在于:所述光子晶體板的晶體結(jié)構(gòu)為能夠使所述電磁波在所述光子晶體板中激發(fā)出等相位面與固定能流方向平行的折射波的結(jié)構(gòu)。
3.根據(jù)權(quán)利要求1或2所述的方法，其特征在于:所述光子晶體板的空間結(jié)構(gòu)為由介質(zhì)棒或介質(zhì)球插入背景介質(zhì)中組成的空間對稱周期性結(jié)構(gòu)，且所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的介電常數(shù)與所述背景介質(zhì)的介電常數(shù)不同。
4.根據(jù)權(quán)利要求3所述的方法，其特征在于:所述背景介質(zhì)為空氣時，構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為均勻電介質(zhì)材料； 構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為空氣時，構(gòu)成所述背景介質(zhì)的材料為所述均勻電介質(zhì)材料。
5.根據(jù)權(quán)利要求1-4任一所述的方法，其特征在于:所述光子晶體板的入射面和出射面均是沿所述光子晶體結(jié)構(gòu)的對稱軸方向切割。
6.根據(jù)權(quán)利要求1-5任一所述的方法,其特征在于:所述電磁波的入射方式為從任意均勻電介質(zhì)材料向所述光子晶體板入射。
7.根據(jù)權(quán)利要求1- 6任一所述的方法，其特征在于:所述電磁波在所述光子晶體中的等頻線在布里淵區(qū)對稱中心周圍呈中心對稱輻射直線分布。
8.根據(jù)權(quán)利要求1-7任一所述的方法，其特征在于:在所述光子晶體板中，電磁波在滿足相位不變傳輸條件k ? S=O的情況下,始終滿足電磁場的邊界條件:ksin 0 inc=k' sin 0 ,所述電磁波的入射角變化范圍由光子晶體板中的對應(yīng)等頻線與折射波矢k'的重疊范圍決定，0 inc=arcsin (k' sin 0 /k)； 式k ? S=O中，S為能流矢量，k為波矢； 式ksin Qinc^k' sin 0中，k為電磁波的入射波矢,對應(yīng)特定波長的入射波矢k為定值； k'為電磁波在光子晶體板中的折射波矢，Qin。為入射角，0為電磁波在光子晶體板中的折射角。
9.根據(jù)權(quán)利要求1-8任一所述的方法，其特征在于:在所述光子晶體板中，入射角0in。為所述入射角變化范圍內(nèi)任意角度時，對應(yīng)的折射角保持不變。
10.根據(jù)權(quán)利要求1-9任一所述的方法,其特征在于:所述電磁波的偏振態(tài)為TM偏振或TE偏振。
【文檔編號】G02B6/122GK103576237SQ201310576446
【公開日】2014年2月12日 申請日期:2013年11月18日 優(yōu)先權(quán)日:2013年11月18日
【發(fā)明者】董國艷 申請人:中國科學院大學