具有禁带展宽特性的一维光子晶体

提出了介质的光学厚度系数成圆形分布的一维光子晶体结构,与周期结构的光子晶体相比,该结构具有禁带展宽特性.同时讨论了起止膜层及膜层的光学厚度对该结构禁带特性的影响,优化出了在所选材料的介电常数所允许的频率范围内,具有完全禁带特征的光子晶体结构.     

组合一维光子晶体全能反射器

为了能充分地展宽一维光子晶体的全方位禁带,从一维光子晶体禁带结构的特点出发,对于不发生Brewster效应的一维光子晶体,提出了通过两个或两个以上一维光子晶体的组合来实现和展宽一维光子晶体全方位禁带的理论依据和最佳组合方式.并给出了所提出的组合方式下相关参数的定量计算公式. 最后用传输矩阵法进行了数值模拟计算,对提出的组合方式进行验证,计算结果与预期结论符合很好.     

一维光子晶体禁带特性的研究

应用传输矩阵法研究了一维光子晶体的禁带特性,数值模拟得到了一维光子晶体TE模、TM模和TE/TM模禁带结构,计算结果表明,介质层的厚度发生变化时,禁带宽度发生变化。研究结果为一维光子晶体器件的设计提供了理论依据。     

一维光子晶体研究简介

介绍了一维光子晶体的基本概念、特性，系统综述了对一维光子晶体的研究现状和应用前景。     

光学厚度对一维三元光子晶体禁带特性的影响

运用光学传输矩阵理论,研究了一维三元光子晶体的禁带特性.数值模拟结果表明：最高折射率和最低折射率介质的光学厚度明显地影响其绝对禁带宽度,而较高折射率介质的光学厚度对其相对禁带宽度影响较大.与二元光子晶体相比,三元光子晶体的绝对带宽和相对带宽都远远大于二元光子晶体.     

一维超声光子晶体禁带结构分析

超声波在介质中传播时可以引起介质的折射率发生周期变化,当光波垂直于超声波的传播方向时,这种介质可以被用来作为光栅使用,称为超声光栅。当光波沿超声波的传播方向通过这种介质时,它还可以用作一维光子晶体,并称其为一维超声光子晶体(1D-USPC)。利用平面波法证明了一维超声光子晶体具有一般一维周期层叠结构光子晶体的禁带特征。同时这种光子禁带是可以通过超声波的波长和振幅来改变的,这就为控制光的行为方面提供另一种新的方法。     

无序一维三元光子晶体的带隙展宽

Bandgap properties of disordered one-dimensional (1D) ternary photonic crystals are investigated by optical transfer matrix method for the first time . The results show that disordered structure provides strikingly extended bandgap compared with the corresponding periodic structure. The more ingredient of disordered dielectric multilayers adopted in the calculation, the wider stop band will be obtained. The influence of degree of disorder D and contrast of high and low refractive indices to the photonic bandgap are also calculated and discussed.     

一维光子晶体的基本周期结构及其禁带特征

本文采用光学导纳特征矩阵方法讨论了光波在一维分层介质的传播特性,分析了一维光子晶体的基本周期结构对光子禁带的特征的影响,指出了这种特性的应用.     

金属光子晶体禁带研究

通过数值方法计算了铜(Cu),银(Ag),金(Au),铝(Al)四种金属构成的光子晶体的禁带,给出了禁带与金属填充率f的关系曲线,对比了几种金属光子晶体禁带的差异.计算针对TM模的情况,取光子晶体的晶格常量a=0.775 μm.     

有限周期的一维光子晶体的透射率及其禁带

用传输矩阵方法得到了有限周期的一维光子晶体的复透射系数和透射率的解析表达式.根据这个结果,分析讨论了一维光子晶体的光子禁带产生的原因,讨论了光子禁带及透过带的特征,并用透射率讨论了λ₀/4片组成的有限个周期的一维光子晶体的光子带结构,得到了与用其它方法相同的结果.     

池厚对SiO2胶体光子带隙的影响

在薄池中，胶体晶体生长的速度比在厚池中快而且质量好。不同分散度的小球自排的实验结果表明：较差分散度的SiO2小球在超薄池中也能形成质量较好的单昌。光子带隙波长在薄池中有明显的红移，池厚为0.07mm的胶体单晶的带隙波长比池厚为1mm的胶体单晶的带隙波长红移了24nm。     

用一维光子带隙结构增强硫化镉双光子吸收研究

用真空镀膜方法制备了含有单个CdS缺陷层的具有不同周期和结构参量的TiO2／SiO2一维光子晶体。用抽运一探测技术研究了CdS缺陷层的双光子吸收（TPA）现象。实验结果表明：一维光子晶体中CdS缺陷层的双光子吸收显著增强。不同周期和结构参量的一维光子晶体中CdS缺陷层的双光子吸收系数不同。双光子吸收的增强来源于由光局域化导致的缺陷层的电场强度的增加。缺陷层电场强度与一维光子晶体的结构有关,如周期,光子带隙的位置与宽度及缺陷模式等因素都会影响缺陷层电场强度。采用四分之一波长的高低折射率介质层和与入射波长匹配的缺陷模可以得到最大的缺陷层电场强度。     

填充比和格点方向对二维三角晶格光子晶体带隙的影响

采用有限元法,计算了二维三角晶格椭圆形格点空气孔型光子晶体的TE、TM模式的带隙结构。通过对椭圆形空气孔格点的大小、方向进行改变,研究了填充比、格点方向对带隙的影响。计算结果表明,在空气孔型光子晶体中TE模式更容易形成带隙;不同填充比情况下,格点方向对TE模式和TM模的带隙变化都具有不同影响;不论格点方向如何变化,均未出现完全带隙。     

用于短波段发光二极管的二维光子晶体禁带研究

运用平面波展开法(PWE),针对光子晶体在短波长段发光二极管(LED)领域上的应用,主要选择高频禁带模式,研究了4种具有较大应用潜力的二维光子晶体结构,包括正方空气柱结构、三角空气柱结构、正方介质柱结构和三角介质柱结构。在不同晶格常数、占空比(AFF)、柱半径和晶格常数比下,分析了TE模式和TM模式光子禁带的变化。数据分析表明,光子禁带中心波长随AFF增加而变小。相比于其他结构,正方介质柱结构更适于短波段光子晶体LED来提高其出光效率,三角介质柱结构和三角空气柱结构适合用于构造短波段偏振光LED。     

介质折射率对一维三元光子晶体带隙的影响

利用光学传输矩阵法,数值模拟了一维二元、三元光子晶体的带隙结构,得出:三元光子晶体的主带隙略宽于二元光子晶体的主带隙;三元光子晶体的主带隙主要取决于最高折射率的介质和最低折射率的介质,而与居于两者之间的介质关系不大,并作出了相应的关系曲线。最后推导了三元光子晶体的色散关系。     

二维斜三角晶格光子晶体完全带隙研究

在二维正三角晶格光子晶体的基础上,通过改变晶体的晶格基矢构造了一种全新的周期结构。该周期结构的最小周期单元不再是传统意义上的等边三角形,而是一种更为优化的斜三角形结构。利用平面波展开法理论模拟了二维斜三角晶格光子晶体完全带隙的情况,发现所设计结构的完全带隙宽度是二维正三角晶格光子晶体完全带隙宽度的4.3 2倍。分析了介质柱宽度,介质柱旋转角度以及相对介电常数对所构造结构的完全带隙的影响,所得结果对二维光子晶体的理论研究和实际应用有所帮助。为任意角度的二维光子晶体集成波导的研究和制作提供了理论基础。     

三角形复式晶格的光子带结构研究

设计了一种三角形复式晶格结构的光子晶体，在该类晶体中，电介质圆柱在空气中的排列存在Ｅ偏振和Ｈ偏振的光子带隙重叠区，称之为绝对光子带隙；而空气圆孔在电介质中的排列时，虽然Ｅ偏振和Ｈ偏振均分别存在光子带隙，但不存在绝对光子带隙。同时利用晶体的光子带结构研究了有效长波介电常数，所得结果与静电理论吻合。     

手征材料构成的简立方光子晶体光子带结构计算——平面波法

发展了适于计算由手征材料组成的光子晶体的光子带结构的平面波法。在此基础上，研究了由手征材料组成的简立方光子晶体的光子带结构。计算表明：手征材料“球形原子”在电介质中排列所组成的科立方光子晶体和电介质“球形原子”在手征材料中排列所组成的简立方光子晶体，不仅都存在光子带隙，而且存在截止频率，在该频率以下的区域无传播模存在，本语文认了这种光子晶体的潜在应用。     

光子晶体的带隙破缺随插入介质层变化规律的研究

采用文中图1所示的一维光子晶体的缺陷模,应用光学传输矩阵法,证明了由光子晶体的缺陷结构引起的光子禁带破缺,得出:"f"(禁带破缺处对应的入射光频率)随"nc"(插入介质层的折射率)的增加线性下降,数值模拟了它们的几何图形.并根据f-nc的对应关系提出了一种测量介质折射率的方法.     

Photonic Band Gap in Two-Dimensional Anisotropic Photonic Crystal with Rectangular Bars

Photonic band gap (PBG) in two-dimensional (2D) anisotropic photonic crystal (PC) constructed of rectangular bars has been numerically studied by using Transfer Matrix Method (TMM). The results show that the PBG is bounded by the lower band edge of TE wave and the upper band edge of TM wave. Its width simply increases with increasing of shape parameter . It reaches a maximum value as the structure degenerates into its 1D counterpart, due to the complete overlapping of gaps in TE and TM waves. The anisotropy in PC structure results in the transmission anisotropic property. One can design the PBG structures in different incident directions to match their application demand.