光子晶体

光子晶体的制备及应用 王文瀚 12S011029 1 引言 光子晶体(Photonic Crystals, PCs)是一种人工周期介质结构，由不同折射率材料周期性地交替排列而成，这种周期介质结构最早由Bykov于1972年提出。1987年，Yablonovitch和John分别在研究抑制原子的自发辐射和光子的局域化问题中也各自独立地提出了这种结构，并在后来的研究中将其命名为光子晶体。 实际上，在自然界中就存在着光子晶体结构，如蛋白石、孔雀羽毛、蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物、以及澳洲海老鼠的毛发。蝴蝶翅膀上的鳞状覆盖物是一种周期性结构。这种周期性结构可以限制光在其中的传输，让某些波长的光通过，而让另一些波长的光完全被反射。正因为如此，才形成了蝴蝶翅膀表面绚烂的花纹和色彩。这种周期性结构与Yablonovitch和John提出的光子晶体概念是相吻合的。 当然，自然界中这样的例子只是少数，目前更多的光子晶体是由人工加工制作而成。1990 年，Ho和Chan等人第一次从理论上论证了三维金刚石结构具有完全光子禁带。1991 年，Yablonovitch团队通过从一定角度对半导体介质进行钻孔，首次成功制作了具有完全禁带的三维金刚石结构光子晶体，禁带频率范围为13GHz~15GHz。[1] 2 光子晶体原理 最简单的的光子晶体是由A、B两种材料在一个方向上周期交替排列形成，这种结构叫一维光子晶体，如图1(a)所示。A、B交替的空间周期a叫做光子晶体的晶格常数，这与由原子构成的普通晶体中的晶格常数相对应。普通晶体的晶格常数通常都在埃的数量级，而光子晶体的晶格常数则通常与工作波段的电磁波波长在同一个数量级。比如，在可见光波段，一般为 1μm量级或更小，而在微波段，则一般为 1cm 左右。根据光子晶体中介质周期分布的维数，可以把光子晶体分为一维、二维和三维光子晶体，分别如图 1 (a)、(b)、(c)所示。 (a) 一维光子晶体结构 (b) 二维光子晶体结构 (c) 三维光子晶体结构 图1 光子晶体结构示意图 一维光子晶体是由多层介质薄膜构成，在光子晶体概念提出以前，就已经得到广泛研究和应用，如分布布拉格光栅。一维光子晶体只能在一个方向上产生光子带隙。 二维光子晶体是由两种不同介质在二维平面内周期交替排列,而在垂直于平面的方向上均匀分布形成，最常见的有介质柱型和空气孔型两种。介质柱型光子晶体是由无限长介质柱周期排列而成；而空气孔型则是在均匀介质背景中周期性打孔构成。这种排列的周期性一般用晶格结构来表示，二维光子晶体最常见的晶格结构是正方晶格和三角晶格。介质柱和空气孔的截面一般都采用圆形，但根据需要，有时也会用正方柱、正六边形柱和椭圆柱等。二维光子晶体可以在平面内的两个方向上产生带隙，从而控制光在平面内或垂直于平面的方向传播。前者的典型例子如光子晶体波导，后者的典型例子如光子晶体光纤。 三维光子晶体是由两种不同介质在三个维度上周期分布排列而成。它可以在三个方向都产生带隙，从而更好地控制光的传输，但目前三维光子晶体的加工制备更为困难。三维光子晶体中比较常见的晶格结构有三维立方晶格、三维六角晶格、三维面心立方晶格(face-centered cubic, FCC)等[2]。 在半导体等电子晶体中,由于受到周期势场的布拉格散射(Bragg scattering)作用，电子的色散关系会变成带状分布，从而形成电子的能带结构。当满足一定条件时，能带之间还可能会形成能量带隙(energy gap)。与此类似，在光子晶体中，电磁波也会受到周期结构的布拉格散射，并形成与电子能带类似的光子能带(photonic band)。同样，在光子各能带之间也可能形成与电子能隙类似的光子带隙(photonic band gap, PBG)，又叫光子禁带。当光子频率处于光子晶体的禁带中时，其态密度(density of states, DOS)为零，这样的电磁模式将无法在该光子晶体中传输。 由于光子带隙的存在，使得光子晶体具有能够“操控”光在固体中传播的特性，例如能够使光沿着一定的方向传导，而几乎不会产生什么能量损失，或者将光子聚集在某个固定的空间之内，即实现光子局域，这些有趣的新现象是以前任何光学器件没有能力实现的。所以，光子晶体逐渐成为了当今材料学中研究的热点，其重要性越来越受到人们的关注。 3 光子晶体特性 3.1 光子禁带 由以上的叙述可知，光子晶体最主要的特性之一就是存在光子禁带。对于光子禁带形成的原因，是布里渊区边界光子的能量的不连续跳变所导致的，跳变的范围就形成了光子禁带，即禁止某种频率范围的光子通过；光子禁带以外的区域则称为光子通带，即允许光子通过。对于光子带隙来说，如果只在固体的某些方向上出现，则称为赝光子带隙；如果在所有方向上都出现，并且能够互相重叠在一起，则称为完全光子带隙。由此可知，只有三维光子晶体才可能拥有完全光子带隙。一般来说，光子禁带的存在与否，宽与窄，主要取决于以下两种因素： (1)光子晶体的结构特性。比如介质材料的填充率、结构类型等等； (2)光子晶体的两种不同材料的介电常数比。通常来说，介电常数比越高，越容易实现完全光子带隙。 所以，在光子晶体的 设计 领导形象设计圆作业设计ao工艺污水处理厂设计附属工程施工组织设计清扫机器人结构设计 过程中，合理地选择适合的材料，并且设计相应的结构，对于光子带隙的形成是至关重要的。虽然光子禁带中的态密度为零，由此导致光子在禁带无法发生自发辖射，但是，与半导体类似地，通过引入某种与原来介电常数不同的材料，或者去除某些物质，将会形成缺陷，虽然禁带中的大部分范围内的发射还是被抑制，但是在缺陷所在光子能级的极窄的范围内，会出现光子态密度的高度集中，相当于光子禁带中被抑制的能量集中体现在了某个特定的能级上，导致在此处的高强度自发辖射。这种现象可以被用来调制光子晶体的发射光谱。[3] 3.2 光子局域 光子晶体的另一个重要特性是光子局域。光子晶体的发现者之一S. John早在发表第一篇论文时就指出，在一定的非周期性超晶格结构中，如果这种材料具有足够高的介电常数比，那么在某个频率窗口内，将会实现可预测的强烈的光子局域现象。John发现在一种经过精心设计的无序介电材料组成的超晶格中，光子可呈现出很强的“Anderson局域”。且当光子晶体是理想的且无缺陷的时候，根据其周期性边界条件的 要求 对教师党员的评价套管和固井爆破片与爆破装置仓库管理基本要求三甲医院都需要复审吗 ，是不存在光的衰减模式的。但一旦当光子晶体的对称性被破坏时，光子晶体的禁带中就有可能出现频率极窄的缺陷态。[3] (a) 自由空间中      (b) 光子晶体中      (c)缺陷光子晶体中 图2 缺陷光子晶体态密度示意图 事实上，如果将光子晶体的完美结构中去除某些格点，或者加入新的介质，那么这种缺陷将会构成缺陷能级，相应频率内的光子就会被局域在缺陷能级内，这与之前提到的缺陷态发射相类似。不同的是，光子局域同时还强调了物理尺寸上的限制。如果光子晶体结构中存在微小的缺陷，则会将某一频率的光子“局限”在这一很小的范围内，光子无法逃出此缺陷而存在，于是就被限制在一定的空间内。这种结构事实上类似于激光器中的微腔，光子受到各个方向的阻碍，不断在其中反射。这样，就可以实现普通材料无法实现的物理功能，比如使光沿着一定的轨迹运动，或者固定在某个区域内，这些对于光子处理的实现都具有非常大的意义。 3.3 负折射效应 负折射材料的设想最早由Veselago在 1967 年提出，这种材料的介电常数ε与磁导率μ均为负值，其等效折射率也为负值。在一般介质中，电磁波的电场E、磁场H与波矢k之间满足右手定律，而在负折射材料中，三者满足左手定律，其能流方向与波矢方向相反，故又称左手材料(left-handed materials, LHMs)。Pendry 等人于1996年从理论上设计了一种由开路谐振金属环构成的负折射人工材料。2000 年，Smith 等人根据Pendry的理论，首次成功制作了工作于微波波段的第一个同时具有负介电常数与负磁导率的双负人工材料，并于次年用这种材料进行棱镜实验验证了其具有负的折射率。 与谐振金属环等负折射材料不同，光子晶体虽然介电常数与磁导率都为正，但也可以实现负折射。在光子晶体中，电磁波受材料折射率的周期调制，从而呈现出异常的色散关系，并形成与电子在晶体中类似的能带结构。这样经过特殊设计，可以使光子晶体中某些波段的群速度与相速度方向相反，表现出与左手材料相同的性质。Notomi在2000年从理论上证明了光子晶体中的负折射，并计算了GaAs材料的二维空气孔型和介质柱型三角晶格光子晶体中的负折射行为。2004 年，Parimi与Berrier等人也分别在微波段和红外波段实验中验证了光子晶体中的负折射成像。 图3 负折射成像 负折射光子晶体有着广泛的应用，其中最典型的是平板透镜成像，如图3所示[4]。与传统透镜不同，光子晶体负折射可以实现平板成像，同时没有固定的主轴，当光源沿平行于平板界面的方向移动时，像点将随之移动。由于无法实现对倏逝波的传输，传统透镜分辨率往往受衍射极限限制，最高只能实现与波长同量级的分辨率。而在负折射成像过程中，可以实现对倏逝波的传播与放大，因而可以保留光源的所有分量相位和振幅信息，实现亚波长成像。此外，负折射光子晶体还被广泛应用于各种集成光学器件的设计中，如开放腔、聚焦凹透镜、偏振分束器等。 3.4 超棱镜效应 棱镜是一种分光仪器，不同波长的光入射到棱镜上时表现出不同的折射率，因此也具有不同的折射角，从而使光束分离。1998年，Kosaka等人提出了基于光子晶体的类棱镜行为，由于其分辨率远大于普通棱镜，可以达到普通棱镜的100~1000倍，因此这种现象又被称为超棱镜效应。在光子晶体等频线中剧烈变化处，即使入射波矢发生微小变化，也会导致群速度方向发生很大的变化，因而使光束分离。1999年，Kosaka等人设计并加工了0.99μm与1.00μm波长的三维光子晶体分光棱镜(波长差1%)，并将两束光分开 50°，如图4所示。2002 年，Baba 等人对光子晶体超棱镜的分辨率进行了详细讨论。同年，Wu等人设计并制作了分辨率达到0.5°/nm的平板光子晶体超棱镜。 (a) 光子晶体超棱镜        (b) 传统棱镜 图4 超棱镜与传统棱镜分光实验对比 3.5 自准直效应 光子晶体自准直效应是指电磁波在光子晶体中传输时，受光子晶体的周期结构调制，沿某一方向无衍射直线传输，光束宽度保持不变的现象。该现象最早由Kosaka等人于 1999 年发现。Kosaka 根据入射光线与对应等频面的关系，推测光束在光子晶体中传输的三种类透镜行为如图5(a)所示：当色散曲面对于入射波矢为内凹时，光束发散，对应凹透镜情形；内凸时，光束自聚焦，对应凸透镜情形；平坦时，则光束将变得准直，对应准直情形。图5(b)是Kosaka等人在实验中观测到的光束在光子晶体中的自准直现象。 (a) 光束的自准直与发散示意图    (b) 自准直现象实验结果 图5 自准直效应及其实验 4 光子晶体制备 方法 快递客服问题件处理详细方法山木方法pdf计算方法pdf华与华方法下载八字理论方法下载 4.1 微机械加工法 在Yablonovitch和John提出光子晶体概念后，人们开始研究具体通过实验制备得到光子晶体的方法，尤其是对于二、三维光子晶体来说，研制制备方法至关重要。1991年，Yablonovitch在Phys. Rev. Lett.上报导了世界上第一块光子晶体的制备。其制备方法是简单的机械打孔方法，在GaAs衬底上以偏离垂直法线方向三十五度，并且互相之间呈夹角一百二十度的方向，分别从三个对称的角度进行打孔，当孔呈四方形布满整个衬底表面时，一种面心立方结构的GaAs光子晶体便由此得到。经过实验验证，它具有在微波波段的完全光子带隙，如图6所示： 图6 Yablonovitch用打孔的方法制作的光子晶体 然而，机械加工法因为其尺寸限制，不能加工微波波段以下的光子晶体。而为了实现光子晶体作为光子信息的处理材料和通信材料，将其禁带做在微波波段或者可见光波段又是极其必要的，因此，人们又开始研究其它的制备方法。 自此之后，光子晶体的制备方法大致就被分为自上而下和自下而上两大类[5]。所谓自上而下，是指按照设计好的结构 方案 气瓶 现场处置方案 .pdf气瓶 现场处置方案 .doc见习基地管理方案.doc关于群访事件的化解方案建筑工地扬尘治理专项方案下载 ，通过物理化学等方法将材料制备成所需的结构；而自下而上则是先选择好一些基础单元，再将其通过一定的自然力或人力组合起来，形成光子晶体所需要的周期性结构。总的来说，自上而下包括层层叠加、激光束直写、激光全息干涉等，而自下而上主要包括各种自组装方法。 4.2 逐层叠加法 由于普通机械方法很难制备微波波段以下的光子晶体，人们首先就想到了利用己经较为成熟的二维微电子制造技术，将其与其它各种技术结合起来，来制备三维光子晶体结构。其中有一种方法是，先得到二维周期性结构，然后采用一层层往上叠加的方法，最后得到多层的具有三维结构光子晶体。这种方法通常被称为逐层叠加法。其中最先出现的报道在1994年的Phys. Rev. B杂志上，得到的多层结构被称为“木桩”结构(wood-pile structure)，其周期性结构如图7所示： 图7 “木桩”结构的(a)示意图；(b) SEM图；(c)不同层数下的透射谱 通过理论计算表明，它具有微波波段范围内的完全三维光子带隙。逐层叠加法的优点就是可以加工微波波段以下，近红外波段的光子晶体，并且由于将三维结构分为二维一步步地合成，比较便于实现，但是，同时成本和时间花费也就较高，另外，由于其尺寸的限制，逐层叠加法的应用仍受到一定制约。 4.3 微电子学光刻工艺 为了达到更小的尺寸，人们开始研究怎样把传统的微电子学工艺 流程 快递问题件怎么处理流程河南自建厂房流程下载关于规范招聘需求审批流程制作流程表下载邮件下载流程设计 的一部分引入到光子晶体的制作当中，包括各种波长的光刻技术、沉积技术与刻烛、填充、抛光等技术。其中一些技术既适用于制备二维光子晶体，也适用于制备三维光子晶体。实际上，微电子工艺制备三维光子晶体，实际上也是采用了与逐层叠加法相类似的思想，采用分层、分步的方法来实现。除了传统的光刻技术，自从1993年开始，人们使用了电子束曝光、X射线曝光等技术，来制备远红外和近红外的光子晶体。其中，电子束和X射线等由于具有更小的波长，可以得到更小的线宽，用于制造更小的掩膜，因此可以使光子晶体的禁带移至近红外波段。 图8 使用电子束和X射线曝光结合的方式制备的光子晶体结构的SEM图 图8为使用电子束和X射线曝光结合的方式制备的光子晶体结构的SEM图。其中，X射线曝光用来产生周期性结构，而电子束曝光用于产生缺陷。周期性结构的形成还需要对样品进行角度的2次旋转后分别曝光得到，其周期性大小已经达到了 1 mm左右。但由于它们的成本较高，而且经常只是用于掩膜的制造，而并非对最终得到的光子晶体本身发生作用，所以在最后光刻的步骤中，还是不可避免会受到光学系统分辨率的影响。虽然微电子学制备方法已经比较成熟，而且其目标线宽一直在往更小的方向努力，但因为其工艺本身的不可控性，仍然会存在一些问题，在制备几百个纳米甚至更小尺寸的光子晶体方面仍然有困难。 4.4 软印刷技术 软印刷技术是一种建立在自组装技术和模板复制技术上的非光刻类型的微纳制备方法。它的基本思想是，先通过特定生长方法，使用弹性材料，制备具有周期性的“平板”，然后再通过该平板与衬底材料的接触，来得到具有相同图案的周期性材料。 软印刷技术大致可以分为微接触印刷法、模板成型法、微图案转移法等。由于是直接接触式印刷，它的分辨率可以达到微米级以下。虽然一次只能形成一层二维周期性图案，但通过重复使用，软印刷技术可以被用于制作三维光子晶体结构。当然,它也存在一些缺点，例如它还是属于物理层面的制备方法，是通过物理的接触将图案转移，所以，在制备几个纳米的极其微小的结构时，还是会存在变形等比较难克服的缺点。 4.5 激光直写技术 激光直写技术是一种将激光束通过透镜精密地聚焦在液态的树脂上，只要激光束的能量密度小于有可能被树脂吸收的双光子吸收阈值，那么它就可以透过树脂而直接聚焦于焦点处,使树脂由液态变为固态。通过不断地移动焦点的位置，以及调整激光的能量，就可以有选择性地将树脂内部一定图形样式的部分转变为光子聚合化之后的树脂，然后再通过清洗，将多余部分的液态树脂去除，即可得到设计好的图案之光子晶体。 激光直写技术的优点是可以通过移动焦点的位置，精确地在光子晶体内部画出任意想要的形状的图形，但由于焦点的面积较小，制作大面积的光子晶体花费的时间也比较长，效率低，并且这项技术需要的成本较高，所以也较少地被实验室所采用，距离实际应用也有相当的距离。 4.6 激光全息干涉法 激光全息干涉法是一种利用两束或多束激光在空间内相交，互相产生干涉条纹，从而自然地对光感材料产生刻烛作用，形成周期性结构的一种制备方法。如果存在两束相干的激光，由于用于制备光子晶体的材料是光致抗蚀的，干涉相长的位置将被保留，而干涉相消的位置将被去除，最终留下一维的周期性结构。以此类推,如果相干激光增至二束或四束,则能够形成二维、或者三维的周期性结构。 用这种方法制备一个三维光子晶体的速度可以达到几秒以内，步骤简便，效率较之前获得很大提高，并且得到的光子晶体的结构稳定、参数可根据光波长、相位差、入射角度等调整。由于全息光波干涉的高度空间准确性，决定了制备得到的结构也具有高度的对称性。由于这些优点，激光全息干涉法引起了人们的高度兴趣。然而，激光全息干涉法也有它的缺点，即感光树脂的介电常数通常都比较小，从而导致其不能形成三维完全光子带隙，所以，必须用其它材料进行二次填充。 4.7 掠射角沉积法 掠射角沉积法是一种比较特殊的可以用于制备大面积三维光子晶体的技术。它是通过将蒸气气流用物理气相沉积(PVD)方法，在一定的倾斜角度下，沉积到衬底表面，以得到具有周期性的倾斜的柱状材料光子晶体的一种制备方法。例如，在整个制备过程中，可以将衬底以等间隔的时间旋转90度，这样沉积在衬底上的纳米棒的方向也随之改变，从而得到四方形状的图形。这种方法可以制备的光子晶体的范围可以从红外波段到可见光波段。 4.8 机械操控法 机械操控法是最近发展起来的一种方法，它可以通过某种特定设计的机械设备，例如电子显微镜(SEM)配件、原子力显微镜(AFM)探针或其它设备，实现对微纳量级的纳米粒子和纳米物件的操作，进而实现对微结构的可控制备。 4.9 胶体自组装法 早在上个世纪，人们就发现，当把具有一定大小的单分散的表面带有电荷的颗粒(一般在微米到亚微米级别)分散在溶剂之中时，如果颗粒的浓度正好恰当，并且经历的时间足够长，由于颗粒间存在静电相互作用，颗粒将会自发地组成具有一定规律的密排结构，这种有序结构叫做胶体晶体。自组装的优点是它不需要外加因素的干预，只要经历相当的时间，最终即能够得到想要的结构，这点使制备过程大大得到简化，难度较其它方法降低。自组装法一般最终能够形成面心立方或者体心立方结构。一般来说，自组装法可以分为重力自组装法、电泳法、离心沉降法、毛细组装法等。 总的来说，自组装法较其它方法相比，仍然具有高效率、成本低、制备得到的光子晶体质量好、面积大等优点。其最大的缺点就是微球一般折射率较低，并且通过蛋白石的面心立方结构，无法得到完全的光子带隙，另外，自组装得到的样品的机械强度也较低。 4.10 模板法 由于自然界中和人工自组装等方法得到的光子晶体本身的材料折射率较低，并且往往是密排结构，不能形成完全光子禁带，所以，人们开始尝试将各种高折射率的材料，例如半导体、金属以及某些聚合物材料填充到这些结构中，再将原来的模板去除，以得到高折射率的材料，并且保留了原来模板的形貌的光子晶体。己经有理论计算证明，需要形成完全光子禁带，填充物的折射率必须是原模板折射率的2.8倍以上。由于二氧化娃等微球的折射率都在1.4左右，一般来说，要达到高的折射率比，都需要去除原模板，形成反结构。这种反结构光子晶体制备方法比较简单，成本较低，并且这些样品都显示出了完全光子带隙和高的化学稳定性。 除了将自组装微球作为模板，目前也有许多小组开始研究使用其它模板制备光子晶体，例如生物模板[6]。生物模板的优点是可以直接从自然界中获得，不需要特别的制备过程，并且它们的形貌较单分散微球的自组装结构来得丰富多样，可以得到不同的性能。 5 光子晶体的应用 由于对电磁波传播具有卓越的控制能力，光子晶体和微波通信、光电子学、集成光学等学科相结合，在整个电磁波领域都得到了广泛的应用。利用光子晶体的带隙特性与局域特性，可以实现反射镜、波导、谐振腔这三种最基本的光学器件。通过三种器件的适当结合，可以实现更多的应用，如:滤波器、光弯折器件、光分束器件、光开关、发光二极管等。 5.1 高效率低损耗反射镜 利用光子晶体的带隙特性来反射电磁波，可以实现高效率低损耗的反射镜。一般的金属反射镜由于受趋肤效应的影响，在其表面的薄层内对电磁波的吸收较强，当受到强光照射时，表面温度极剧升高，因此将导致镜面变形，反射质量下降。而基于光子晶体的反射镜则可以很好地克服以上缺点。 5.2 光子晶体波导 在二维或三维光子晶体中引入线缺陷可以形成光子晶体波导，由于三维光子晶体加工较为困难，目前实际使用的光子晶体波导都是在二维平板光子晶体中引入线缺陷实现的。传统介质波导在拐弯处存在较大的能量损耗，有时即便使用曲率半径很大的拐角也难以达到较好的效果。而在光子晶体波导中，拐弯处几乎没有损耗，与缺陷对应的波模即使在大拐弯处的损耗也非常小，可以有效地克服传统波导的这一缺点。同时，光子晶体波导可以在波长量级的尺寸上实现，非常适合集成光学器件的设计。因此，与传统波导相比，光子晶体波导具有更大的设计自由度，是未来集成光路设计的基础。 5.3 光子晶体微谐振腔 在二维或三维光子晶体中引入点缺陷，可形成微谐振腔。原子的自发辐射几率与光子模式的态密度成正比。如果原子或分子被置于光子晶体中，而其自发辐射的频率落在光子晶体的带隙中时，则该模式将被光子局域特性所抑制，使其自发辐射几率接近于零。如果在光子晶体中引入点缺陷，且其缺陷模频率与原子自发辐射频率相同，由于该频率模式密度变得极大，其自发辐射将得到显著增强。同时，由于光子晶体的尺寸与波长在同一量级，因此它的这个特性可以用于高品质因数微谐振腔的设计。光子晶体微谐振腔具有品质因数高、损耗低以及尺寸小等优点，被广泛应用于集成光学器件设计中。 5.4 光子晶体光纤 传统光纤主要利用光的全内反射原理来实现对光传输的控制。通常都需要通过掺杂以提高两种介质的折射率差，但是不同的掺杂仅对某一相应频率的光起作用，同时传统光纤在弯曲处的损耗也非常大。光子晶体光纤(photonic crystal fiber, PCF)的导光原理不同于依靠全内反射的传统光纤，而是利用光子局域特性，将对应的电磁波模式限制在光子晶体内部，并沿轴向传播[7]。 光子晶体光纤包括一维和二维光子晶体光纤，其横截面如图9所示。一维光子晶体光纤即布拉格光纤，最早由Yeh等人在1987年提出。它是由沿长度方向均匀，在径向以同心圆方式周期排列的两种介质构成，如图9(a)所示。二维光子晶体光纤由带有轴向线缺陷的二维光子晶体构成，又称多孔光纤或微结构光纤，由 Russell 等人首先提出。光子晶体光纤在横向平面内通常由三角晶格或六边形晶格规则排列的空气孔构成，而在纵向则均匀分布，如图9(b)与(c)所示[8]。 (a)布拉格光纤  (b)光子带隙光子晶体光纤 (c)全内反射光子晶体光纤 图9 光子晶体光纤横截面示意图 5.5 光子晶体滤波器 由于带隙特性，光子晶体可以阻止相应模式的电磁波通过，因此可以直接用作带阻滤波器，而且通过结构优化，还可以实现大带隙宽带带阻滤波。同时，利用耦合模理论，将光子晶体波导与谐振腔相结合，通过对缺陷参数的调节，也可以实现宽带带通滤波与选频窄带滤波[9]。 5.6 低阈值激光器 光子晶体的带隙特性可以有效地抑制原子的自发辐射，这一点可用于低阈值激光器的设计与制作。在激光器中使用带缺陷的光子晶体，并在其中放置工作物质，使缺陷波导与激光出射的方向保持一致，当激光器工作物质的自发辐射频率处于光子带隙中时，将受到抑制，这样几乎所有激发态原子的能量都被转换为激光输出，使得激光器阈值极大地降低。 5.7 高效发光二极管 光子晶体发光二极管的工作原理与低阈值激光器非常类似。将发光二极管的发光中心置于带缺陷的光子晶体内部，当其自发辐射频率处于光于晶体的光子带隙中时，能量只能沿缺陷方向传播并从指定的出口向外辐射，从而减小反射损耗，提高发光效率，实现高效的发光二极管[10]。 5.8光子晶体集成光路 近年来，随着半导体工业逐渐走向瓶颈，越来越多的研究开始集中到使用集成光路代替集成电路作为信息产业的基础。但由于光难以控制，因此一直难以实现。最近几十年，以传统光学器件为基础的光学集成技术得到了较快的发展，但是在大规模集成应用方面还面临着很大的困难，这主要是受到组建集成光路的光学器件本身的限制。光子晶体的出现，让全光集成设计的实现成为可能。与传统光学器件相比较，使用光子晶体制作的光学器件具有更高的效率与更小的体积，因而更适于集成。如果将这些元件集成到基板上，就可以形成类似于集成电路那样的集成光路，并有望取代集成电路成为信息产业的基础，推动信息技术的进一步发展。 6 结语 经过20余年的发展，光子晶体理论的发展已经比较完善，光子晶体器件原理设计等方面已经取得了长足的进展。在光子晶体的制备上，尤其是二维光子晶体的制备上，科学家已经取得了巨大的突破；在三维光子晶体的制备上，也发展了多种制备方法。光子晶体也已在许多方面即将显现出得到应用的突破，比如光子晶体在光电二极管和太阳能电池等方面的应用。光子晶体从诞生之日起，各种新现象、新性质被不断发现，从而衍生出一些新的研究方向。随着对光子晶的深入研究，也许会进一步发掘出光子晶体可能具有的一些新性质。 参考文献 [1]伍振海. 光子晶体自准直现象及其应用研究[D]. 电子科技大学, 2012. [2]Georg V. F, Vladimir K, Bettina V. L, et al. Bottom-up assembly of photonic crystals[J]. Chemical Society Reviews, 2013, 42(7): 2528-2554. [3]张正犁. 光子晶体的模板法制备及其光学性能研究[D]. 华东师范大学, 2012. [4]石鹏. 宽禁带光子晶体设计及光子晶体负折射应用[D]. 中国科学技术大学, 2012. [5]倪培根. 光子晶体制备技术和应用研究进展[J]. 物理学报, 2010, 01: 340-350. [6]Jeremy W. G, Matthew R. J, Michael H. B. Diamond-Structured Titania Photonic Bandgap Crystals from Biological Templates[J]. Advanced Materials, 2010, 22(1): 107-110. [7]曹晔, 李荣敏, 童峥嵘. 一种新型高双折射光子晶体光纤特性研究[J]. 物理学报, 2013, 62(8): 084215. [8]钱文文. 光子晶体光纤偏振特性及其应用[D].中国计量学院, 2012. [9]李文胜, 黄海铭, 付艳华, 等. 一种基于液晶光子晶体的可调谐滤波器[J]. 人工晶体学报, 2011, 40(3): 0734. [10]Wiesmann. C, Bergenek. K, Linder. N, et al. Photonic crystal LEDs - designing lightextraction[J]. Laser Photonics Reviews, 2009, 3(3): 262-286.