專利名稱：基于光子晶體實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒?br> 技術(shù)領(lǐng)域：
本發(fā)明屬于光通訊、光電子技術(shù)領(lǐng)域，涉及一種電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒ā?br> 背景技術(shù)：
光子晶體指的是一種介電常數(shù)在空間周期變化(其介電常數(shù)一般要求有較高對(duì)比度)的新型光學(xué)微結(jié)構(gòu)材料，與半導(dǎo)體晶格對(duì)電子波函數(shù)的調(diào)制相類似，光子晶體能夠調(diào)制具有相應(yīng)波長(zhǎng)的電磁波。光子晶體的出現(xiàn)為人類提供了一種控制光和電磁波運(yùn)動(dòng)行為的全新手段。電磁波的相位在通過(guò)具有二相性或多向性的材料時(shí)會(huì)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O 2 π 間連續(xù)變化。如何使電磁波能通過(guò)人造媒介，從A點(diǎn)無(wú)任何相變地傳播到B點(diǎn)，好像該傳播媒介完全在空氣中消失一樣，讓光子芯片能攜帶信息而又實(shí)現(xiàn)信號(hào)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(jìn)步，將具有十分深遠(yuǎn)的影響。最近美國(guó)哥倫比亞大學(xué)瑟爾達(dá)·可卡曼研究小組利用蝕刻方法制備出具有負(fù)折射性質(zhì)的人造亞波長(zhǎng)的光子晶體結(jié)構(gòu)，并將其與一個(gè)折射率為正的媒介串聯(lián)在一起，通過(guò)對(duì)電磁波相位的精確控制，最終得到的組合納米結(jié)構(gòu)表現(xiàn)得好似其折射率為零的材料，從而在紅外線波段實(shí)現(xiàn)了同相傳遞，該研究發(fā)表于“Fundamental optical physics The quest for zero refractive index Mature Photonics 5,499-505 (2011)。我們知道自然界所有已知材料的折射率均為正，在傳遞過(guò)程中必然會(huì)產(chǎn)生相位延遲，為保證相位不變，在該研究中利用具有負(fù)折射性質(zhì)的光子晶體材料對(duì)變化的相位進(jìn)行補(bǔ)償，事實(shí)上，傳遞過(guò)程中相位變化并不是真正為零，而是在正、負(fù)值之間交替變化，最終得到同相位的出射光。由此，可想而知，這種有效折射率為零的組合納米結(jié)構(gòu)對(duì)制備工藝的要求也是非常嚴(yán)格的，不但要制備在固定頻段具有負(fù)折射性質(zhì)的亞波長(zhǎng)的光子晶體結(jié)構(gòu)，還要精確控制電磁波在正負(fù)折射率材料中通過(guò)距離的比例，否則很難保證相位變化真正為零，從而造成該組合材料的制備方法不但成本太高，而且難于推廣。由于這種方法只能在小規(guī)模、窄頻帶上實(shí)現(xiàn)電磁波的同相位傳輸，從而限制了其實(shí)際應(yīng)用。因此，尋找一種能夠真正實(shí)現(xiàn)電磁波同相位傳輸?shù)挠行Х椒@得尤為重要。

發(fā)明內(nèi)容
本發(fā)明的目的是提供一種基于光子晶體實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒?。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(guò)對(duì)光子晶體結(jié)構(gòu)參數(shù)和介電性質(zhì)的調(diào)制，使處于特定波長(zhǎng)的電磁波在光子晶體中以波矢與能流方向相互垂直的模式進(jìn)行傳播，從而在真正意義上實(shí)現(xiàn)了電磁波的相位不變傳輸。由于光子晶體的等頻率線(面)的分布會(huì)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(duì)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(guò)對(duì)光子晶體材料空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)的調(diào)制來(lái)實(shí)現(xiàn)對(duì)電磁波傳輸性質(zhì)的調(diào)控。當(dāng)光在光子晶體中傳播時(shí)，由于布拉格散射而受到調(diào)制，能量形成帶結(jié)構(gòu)，頻率處于某些導(dǎo)帶內(nèi)的電磁波在傳播時(shí)可能出現(xiàn)三種狀態(tài)。第一種是通常情況下的電磁波的空間相位隨傳播距離的增大而逐漸增大，即能流矢量S和波矢k的點(diǎn)乘值大于0，即 S · k > O (電磁波的傳播方向就是其能流方向，與群速方向相同,波矢垂直于等相位面,并指向相速方向)；第二種情況是電磁波的空間相位隨傳播距離的增大而逐漸減小，即S · k < 0，該性質(zhì)可以作為判斷媒質(zhì)是否為左手性材料的依據(jù)；還有在通常情況下不容易實(shí)現(xiàn)的第三種情況，即S *k = O的情況，這時(shí)電磁波的能流矢量S和波矢k相互垂直，對(duì)應(yīng)著電磁波的群速和相速方向相互垂直。眾所周知，電磁波的平面波波函數(shù)可以表示為
E = A cos(k ■ r - ω + φ0),(I)式中A為振幅，k為波矢，r為電磁波的空間傳播矢量，其方向與能流矢量S同相， k·!·為空間相位因子，反應(yīng)相位的空間分布；為時(shí)間相位因子，與場(chǎng)點(diǎn)坐標(biāo)無(wú)關(guān)；例為初相位。當(dāng)電磁波的傳播性質(zhì)滿足第三種情況S *k = O時(shí)，可知公式(I)中空間相位因子 k-r = 0，即在空域范圍，電磁波沿傳播方向上的任意空間位置的相位變化為零，對(duì)應(yīng)著電磁波的等相位面與其傳輸方向平行，從而可以實(shí)現(xiàn)電磁波沿傳播方向的相位不變傳輸。基于上述工作機(jī)理，通過(guò)調(diào)整光子晶體的空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)，選定一空間結(jié)構(gòu)， 利用平面波展開(kāi)法通過(guò)數(shù)值計(jì)算獲得其在某一偏振態(tài)下不同能帶的等頻線(面)分布，從而確定光子晶體中不同頻率下波矢的空間分布。根據(jù)群速定義IV= Va ,對(duì)應(yīng)波矢k的群速的方向垂直于等頻線，并指向頻率增大的方向，由此可以獲得滿足相位不變傳輸條件 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，電磁波在界面處會(huì)發(fā)生反射和折射，利用電磁波的邊界條件可以確定入射的電磁波的入射角。從而實(shí)現(xiàn)某頻段電磁波以特定入射角入射光子晶體板后，在晶體內(nèi)部中保持相位不變傳輸，使電磁波在入射面和出射面處具有相同的空間相位。故本發(fā)明提供的基于光子晶體的實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒ǎ瑸殡姶挪ㄔ诠庾泳w板中傳播時(shí)，電磁波的等相位面與傳播方向平行，完成所述電磁波在光子晶體板中的相位不變傳輸。上述方法中，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中傳播時(shí)激發(fā)出相速方向與群速方向相互垂直的電磁波的結(jié)構(gòu)。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(duì)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。具體的，所述背景介質(zhì)為空氣時(shí)，構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為非金屬且非磁性的均勻電介質(zhì)材料；構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為空氣時(shí),構(gòu)成所述背景介質(zhì)的材料為所述非金屬且非磁性的均勻電介質(zhì)材料。所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的截面形狀是任意形狀；所述電磁波的入射方式為以任意入射角從任意非金屬和非磁性均勻電介質(zhì)材料向所述光子晶體入射；
所述電磁波的工作波長(zhǎng)根據(jù)光子晶體的空間結(jié)構(gòu)和介電性質(zhì)任意調(diào)整。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(duì)稱軸方向進(jìn)行切割。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，其入射角根據(jù)電磁場(chǎng)的邊界條件滿足如下條件ksin Θ inc = k' sin θ，式k · S = O中，S為能流矢量，k為波矢；式ksin0in。= !^ sin Θ中，k為電磁波的入射波矢，V為電磁波在光子晶體中的波矢，9in。為邊界入射角，Θ為電磁波在晶體中的波矢與界面法線夾角。所述電磁波的偏振態(tài)為T(mén)M偏振或TE偏振。本發(fā)明提供的電磁波相位不變傳輸方法,所用光子晶體板由一種非金屬、非磁性的均勻介質(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(duì)稱軸方向切割而成。當(dāng)某頻段的電磁波按一定角度向光子晶體板入射時(shí)，在界面處發(fā)生折射，通過(guò)光子晶體周期結(jié)構(gòu)的空間調(diào)制，使進(jìn)入光子晶體的電磁波的波矢與能流方向相互垂直，使電磁波沿傳播方向保持同相位傳輸，其在光子晶體板中傳播的相位變換為零，從而實(shí)現(xiàn)了入射電磁波和出射電磁波的相位不變傳輸。本發(fā)明從電磁波基本理論出發(fā)，提出了一種全新的實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒?，該發(fā)明具有光子晶體本身所具有的標(biāo)度不變性的優(yōu)點(diǎn)，即只需放大或縮小結(jié)構(gòu)的尺寸，其工作波長(zhǎng)也按比例隨之放大或縮小，而保持偏振態(tài)、傳播方向和相位等性能指標(biāo)不變。除此之外，本發(fā)明與組合相位補(bǔ)償法相比，從根本上實(shí)現(xiàn)了真正的電磁波的相位不變傳輸，并且傳播方向可以通過(guò)改變電磁波的頻率或入射角進(jìn)行調(diào)控， 而不是僅沿著組合零折射率材料的徑向傳遞。從而簡(jiǎn)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(xué)術(shù)意義和應(yīng)用價(jià)值。


圖I是二維光子晶體結(jié)構(gòu)示意圖和電磁波穿越光子晶體平板的光路圖，深色部分為介質(zhì)棒，白色部分為空氣背景；圖2是六角形硅棒在空氣中三角晶格排列構(gòu)成的光子晶體TM偏振態(tài)的能帶結(jié)構(gòu)圖；圖3是六角形硅棒在空氣中三角晶格排列構(gòu)成的光子晶體TM偏振時(shí)第四能帶的等頻線分布示意圖；圖4的上圖是六角形硅棒在空氣中三角晶格排列構(gòu)成的光子晶體中折射電磁波群速和相速的方向夾角隨入射角變化的趨勢(shì)圖，下圖是折射光的折射角隨入射角變化的曲線圖；圖5是六角形娃棒在空氣中三角晶格排列構(gòu)成的光子晶體中TM偏振電磁波在傳播過(guò)程中的場(chǎng)分布圖。
具體實(shí)施例方式下面結(jié)合具體實(shí)施例對(duì)本發(fā)明作進(jìn)一步闡述，但本發(fā)明并不限于以下實(shí)施例。所述方法如無(wú)特別說(shuō)明均為常規(guī)方法。所述原材料如無(wú)特別說(shuō)明均能從公開(kāi)商業(yè)途徑而得。實(shí)施例I選擇一二維光子晶體，設(shè)光子晶體的晶格常數(shù)為a，如圖I所示，由介質(zhì)柱截面形狀為正六邊形的硅棒(折射率η = 3. 4)在空氣(η = I)中按三角晶格結(jié)構(gòu)周期排列，填充比為82. 2%。沿ΓΚ方向?qū)庾泳w進(jìn)行切割，ΓΜ方向?yàn)榻缑娴姆ň€方向，沿ΓΜ方向的晶體厚度根據(jù)電磁波的在光子晶體中傳播的距離決定，沿ΓK方向的光子晶體寬度要求保證電磁波不會(huì)從長(zhǎng)方形晶體側(cè)面出射。從圖2所示的能帶結(jié)構(gòu)可以看出，該光子晶體在TM偏振態(tài)不存在全帶隙，圖3給出了第四能帶對(duì)應(yīng)的等頻線分布，粗實(shí)線為相對(duì)頻率為ω =0. 36a/λ的等頻線。以此為例，當(dāng)頻率為0.36a/X的電磁波以30°角入射到光子晶體板Γ K界面上時(shí)，在滿足邊界條件的情況下，光子晶體中會(huì)出現(xiàn)正、負(fù)兩條折射光線，此時(shí)正折射光線A的折射角\為
11.3°，波矢方向與能流方向夾角為90° ;負(fù)折射光線B的折射角Θβ*-45°，波矢方向與能流傳播方向夾角為92. 7°。此時(shí)正折射光線A滿足電磁波的相位不變傳輸。圖5給出了 TM偏振電磁波在光子晶體中的電場(chǎng)分布圖，可以看出電磁波以30°角入射到光子晶體界面后，發(fā)生了正、負(fù)雙折射，可以清楚地看到正折射電磁波A的等相位面與傳播方向一致， 即滿足相速方向與群速方向垂直的條件。電磁波A波前沿波矢方向的空間周期為5. 4a。負(fù)折射波B的等相位面與傳播方向也近似相同，電磁波B波前沿波矢方向的空間周期為3. 7a。根據(jù)相位不變傳輸條件S · k = O,利用波矢圖解法,進(jìn)一步分析對(duì)應(yīng)不同入射角時(shí)電磁波在光子晶體中兩條折射波的傳播規(guī)律。如圖4上圖所示，當(dāng)入射角在13. 3°和 29° 42°范圍內(nèi)變化時(shí)，正折射電磁波A的波矢方向與能流方向夾角都是90°，滿足相位不變傳輸條件；當(dāng)電磁波以9°和23°入射時(shí)，負(fù)折射波B的波矢方向與能流方向夾角也是90°，也可以實(shí)現(xiàn)電磁波的相位不變傳輸。圖4下圖給出了電磁波以不同入射角入射時(shí)光子晶體中正、負(fù)折射波對(duì)應(yīng)的折射角，從而可以確定光子晶體中能夠?qū)崿F(xiàn)相位不變傳輸?shù)姆较?。?shí)施例2同實(shí)施例1，將半徑r = O. 5a截面形狀為圓形的硅棒(折射率η = 3. 4)在空氣(η =D中按三角晶格結(jié)構(gòu)周期排列。沿ΓΚ方向?qū)庾泳w進(jìn)行切割，當(dāng)相對(duì)頻率為O. 35a/ λ的TM偏振電磁波以23°入射角由空氣向光子晶體板入射時(shí)，在光子晶體中可以激發(fā)出折射角為T(mén)的折射波，其等相位面與傳播方向平行，實(shí)現(xiàn)了電磁波在光子晶體中的相位不變傳輸。實(shí)施例3同實(shí)施例1，將邊長(zhǎng)為0.866a的截面形狀為正方形的硅棒(折射率η = 3.4)在空氣(η = I)中按三角晶格結(jié)構(gòu)周期排列。沿三角晶格結(jié)構(gòu)的ΓΚ方向?qū)庾泳w進(jìn)行切割，當(dāng)相對(duì)頻率為O. 35a/ λ的TM偏振電磁波與法線Γ M成30°入射角由空氣向光子晶體板入射時(shí)，在光子晶體中激發(fā)出折射角為12°的折射電磁波，其等相位面與傳播方向平行， 實(shí)現(xiàn)了電磁波在光子晶體中的相位不變傳輸。實(shí)施例4同實(shí)施例1，將半徑r = O. 15a截面形狀為圓形的空氣棒(η = I)在硅基背景(折射率η = 3.4)中按蜂巢晶格結(jié)構(gòu)周期排列。沿ΓK方向?qū)庾泳w進(jìn)行切割，當(dāng)相對(duì)頻率為O. 355a/x的TM偏振電磁波與法線ΓΜ成25°入射角由空氣向光子晶體板入射，在光子晶體中激發(fā)出折射角為7. 8°的同相位傳播的正折射波；如果空氣棒半徑改為r = O. la，當(dāng)相對(duì)頻率為O. 345a/X的TM偏振電磁波與法線ΓΜ成15°入射角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4. 5°的同相位傳播的正折射波，實(shí)現(xiàn)電磁波在光子晶體中的相位不變傳輸。
權(quán)利要求
1.一種基于光子晶體實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒ǎ涮卣髟谟陔姶挪ㄔ诠庾泳w板中傳播時(shí)，電磁波的等相位面與傳播方向平行，完成所述電磁波在光子晶體板中的相位不變傳輸。
2.根據(jù)權(quán)利要求I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中傳播時(shí)激發(fā)出相速與群速方向相互垂直的電磁波的結(jié)構(gòu)。
3.根據(jù)權(quán)利要求I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)中組成的對(duì)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(shí)，構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為非金屬且非磁性的均勻電介質(zhì)材料；構(gòu)成所述介質(zhì)棒或介質(zhì)球的材料為空氣時(shí)，構(gòu)成所述背景介質(zhì)的材料為所述非金屬且非磁性的均勻電介質(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板的對(duì)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以任意入射角從任意各向同性均勻電介質(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，其入射角根據(jù)電磁場(chǎng)的邊界條件滿足如下條件: ksin Θ inc = k' sin θ，式k · S = O中，S為能流矢量，k為波矢；式ksin0in。= !^ sin Θ中，k為電磁波的入射波矢，V為電磁波在光子晶體中的波矢，9in。為邊界入射角，Θ為電磁波在晶體中的波矢與界面法線夾角。
8.根據(jù)權(quán)利要求1-7任一所述的方法,其特征在于所述電磁波的偏振態(tài)為T(mén)M偏振或 TE偏振。
全文摘要
本發(fā)明公開(kāi)了一種基于光子晶體實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒?。該光子晶體板由一種非金屬、非磁性的均勻電介質(zhì)材料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(duì)稱軸方向切割而成。當(dāng)某頻段的電磁波按一定角度向光子晶體板入射時(shí)，在界面處發(fā)生折射，通過(guò)光子晶體周期結(jié)構(gòu)的空間調(diào)制，使電磁波在光子晶體中的波矢與能流方向相互垂直，在傳播方向保持同相位傳輸，其相位變化為零，從而實(shí)現(xiàn)了光子晶體中的電磁波的相位不變傳輸。本發(fā)明從電磁波基本理論出發(fā)，提出了一種全新的實(shí)現(xiàn)電磁波相位不變傳輸?shù)姆椒ǎ?jiǎn)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(xué)術(shù)意義和應(yīng)用價(jià)值。
文檔編號(hào)G02B6/10GK102608697SQ20121007414
公開(kāi)日2012年7月25日 申請(qǐng)日期2012年3月20日 優(yōu)先權(quán)日2012年3月20日
發(fā)明者周濟(jì), 董國(guó)艷 申請(qǐng)人:清華大學(xué)