2维光子晶体波导结构的耦合特性研究

光子晶体简介及应用

光子晶体及其应用的研究 (程立锋物理电子学) 摘要：光子晶体(PbmDftic Crystal)是一种新型的人工材料，其最显著的特点就是具有光子禁带(Photonic B锄d．G ￡lp，简称PBG)，频率落在光子禁带内的电磁波是禁止传播的，因而具有光子带隙的周期性奔电结构就称为光子晶体。近几年，光子晶体被广泛地应用于微波、毫米波的电路设计中。的滤波特性，加以优化，则可以实现带通滤波器。迄今为止，已有多种基于光子晶体的全新光子学器件被相继提出，包括无阈值的激光器，无损耗的反射镜和弯曲光路，高品质因子的光学微腔，低驱动能量的非线性开关和放大器，波长分辨率极高而体积极小的超棱镜，具有色散补偿作用的光子晶体光纤，以及提高效率的发光二极管等。光子晶体的出现使光子晶体信息处理技术的"全光子化"和光子技术的微型化与集成化成为可能，它可能在未来导致信息技术的一次革命，其影响可能与当年半导体技术相提并论。关键词：光子晶体；算法；应用；

1光子晶体简介在过去的半个世纪里，随着人们对电子在物质尤其是半导体中运动规律的研究，使得对电子控制能力的增加，从而产生了各种微电子器件以及大规模的集成电路。推动了电子工业和现代信息产业的迅猛发展，半导体技术在人们生活中扮演着越来越重要的角色。半导体的工作载体是电子，因此半导体的研究围绕着怎样利用和控制电子的特性。但近年来，电子器件的进一步小型化以及在减小能耗下提高运行速度变得越来越困难。人们感到了电子产业发展的极限，转而把目光投向了光子。与电子相比，以光子作为信息和能量的载体具有优越性。光子是以光速运动的微观粒子，速度快；它的静止质量为零，彼此间不存在相互作用，即使光线交汇时也不存在相互干扰：它还有电子所不具备的频率和偏振等特征。电子能带和能隙结构是电子作为一种波的形式在凝聚态物质中传播的结构，而光子和电子一样具有波动性，那么是否存在这样一种材料，光子作为一种波的形式在其中传播也会产生光子能带和带隙。近来大量的理论和实验表明确实存在这样一种材料，其典型的结构是一个折射率周期变化的三维物体，它的周期为光的波长，折射率变化比较大时，会出现类似于电子情况的光子能带和带隙。这种具有光子能带和带隙的材料被称为光子晶体。在半导体材料中，电子在晶体的周期势场中传播时，由于电子波会受到周期势场的布拉格散射而形成能带结构，带与带之间可能存在

微波报告之定向耦合器

目录一、前言 (02) 二、发展背景 (02) 三、组成及分类 (03) 四、原理简介 (03) 五、定向耦合器的基本功能和参数指标 (04) 1、耦合度 (05) 2、隔离性 (05) 3、定向性D (05) 4、输出驻波比....................................... .06 5、工作频带宽度 (06) 六、定向耦合器的应用 (08) 七、总结 (11) 八、参考文献 (12) 1 微波技术与天1

定向耦合器的原理及介绍一、前言定向耦合器在微波波段有着广泛的应用，其主要用途有用来监视功率、频率和频谱，把功率进行分配和合成，构成平衡混频器和测量电桥，利用定向耦合器来测量反射功率系数和功率。它的本质是将微波信号按一定的定向耦合器比例进行功率分配。二、发展背景在20世纪50年代初以前，几乎所有的微波设备都采用金属波导和同轴线电路，那个时候的定向耦合器也多为波导小孔耦合定向耦合器，其理论依据是Bethe小孔耦合理论，Cohn和Levy等人也做了很多贡献。随着航空和航天技术的发展，要求微波电路和系统做到小型化、轻量化和性能可靠，于是出现了带状线和微带线。随后由于微波电路与系统的需要有相继出现了鳍线、槽线、共面波导和共面带状线等微波集成传输线。这样就出现了各种传输线定向耦合器。第一个真正意义上的定向耦合器由H. A. Wheeler在1944年设计实现，Wheeler使用了一对长为四分之一中心频率波长的圆柱来实现电场与磁场的能量相互耦合，遗憾的是这种方法只能实现一个倍频程的带宽。

三、组成及分类定向耦合器由传输线构成，同轴线、矩形波导、圆波导、带状线和微带线都可构成定向耦合器，所以从结构来看定向耦合器种类繁多，差异很大。但从它的耦合机理来看主要分为四种，即小孔耦合、平行耦合、分支耦合以及匹配双T。定向耦合器四、原理简介主线中传输的功率通过多种途径耦合到副线,并互相干涉而在副线中只沿一个方向传输。图1为矩形波导定向耦合器的三种典型耦合结构。a是相距1/4导波长的双孔耦合;b是间距和长度都等于1/4导波长的双串联分支线耦合；c是在裂缝区域内TE和TE两种传播模式的连续耦合。以a和b两种结构为例，从端口①输入的信号分两路耦合到副线后，朝端口④方向因行程相等而同相叠加，有输出；朝③方向则行程相差1/2导波长而反相抵消，被隔离而无输出。图2为微带定向耦合器的两种典型的耦合结构。A是间距和长度都

光子晶体原理及应用

一、绪论 1.1光子晶体的基本概念光子晶体是由不同介电常数的介质材料在空间呈周期排布的结构，当电磁波受到调制而形成类似于电子的能带结构，这种能带结构称为光子能带。在合适的晶格常数和介电常数比的条件下，类似于电子能带隙，在光子晶体的光子能带间可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。人们又将光子晶体称为光子带隙材料。与一般的电子晶体类似，光子晶体也有一维、二维、三维之分。一维光子晶体是介电常数不同的两种介质块交替堆积形成的结构。实际上，一维光子晶体已经被广泛应用，如法布里-珀罗腔光学多层的增反/透膜等。二维光子晶体是介电常数在二维空间呈周期性排列的结构。光子晶体中存在光子禁带的物理机理是基于固体物理的布洛赫理论。 1.2光子带隙光子在光子晶体中的行为类似于电子在半导体晶体中的行为，通过独特的光子禁带可改变光的行为。研究表明，光子带隙有完全光子带隙与不完全光子带隙的区分。所谓完全光子带隙，是指在一定频率范围内，无论其偏振方向及传播方向如何，光都禁止传播，或者说光在整个空间的所有传播方向上都有能隙，且每个方向上的能隙能互相重叠。所谓不完全光子带隙，则是相应于空间各方向上的能隙并不能完全重叠，或只在特定的方向上有能低折射率的介质在晶格中所占比率以及它们在空间的排列结构。总的来说，折射率差别越大带隙越大，能够达到的效率也就越高。二、光子晶体的晶体结构和能带结构特性研究 2.1一维光子晶体的传输矩阵法设一维光子晶体由两种材料周期性交替排列构成，通常称一维二元光子晶体，类似固体能带理论中的Kroning-penney模型，在空气中由A、B薄层交替构成一维人工周期性结构材料，其中A材料的折射率是na，厚度为ha，B材料的

纳米腔带波导耦合2014-04-16

Efficient waveguide-coupling of metal-clad nanolaser cavities Myung-Ki Kim, Amit M. Lakhani, and Ming C. Wu* Department of Electrical Engineering and Computer Sciences, University of California, Berkeley, CA 94720, USA *wu@https://www.360docs.net/doc/ce12545093.html, Abstract: Many remarkable semiconductor-based nanolaser cavities using metal have been reported in past few years. However, the efficient coupling of these small cavities to waveguides still remains a large challenge. Here, we show highly efficient coupling of a semiconductor-based metal-clad nanolaser cavity operating in the fundamental dielectric cavity mode to a silicon-on-insulator waveguide. By engineering the effective refractive index and the field distribution of the cavity mode, a coupling efficiency as high as 78% can be achieved for a metal-clad nanolaser with a modal volume of 0.28 (λ/n)3while maintaining a high optical quality factor of > 600. ?2011 Optical Society of America OCIS codes: (250.5960) Semiconductor lasers; (250.5300) Photonic integrated circuits. References and links 1. M. T. Hill, Y.-S. Oei, B. Smalbrugge, Y. Zhu, T. de Vries, P. J. van Veldhoven, F. W. M. van Otten, T. J. Eijkemans, J. P. Turkiewicz, H. de Waardt, E. J. Geluk, S.-H. Kwon, Y.-H. Lee, R. Notzel, and M. K. Smit, “Lasing in metallic-coated nanocavities,” Nat. Photonics 1(10), 589–594 (2007). 2. M. T. Hill, M. Marell, E. S. P. Leong, B. Smalbrugge, Y. Zhu, M. Sun, P. J. van Veldhoven, E. J. Geluk, F. Karouta, Y.-S. Oei, R. N?tzel, C.-Z. Ning, and M. K. Smit, “Lasing in metal-insulator-metal sub-wavelength plasmonic waveguides,” Opt. Express 17(13), 11107–11112 (2009). 3. M. A. Noginov, G. Zhu, A. M. Belgrave, R. Bakker, V. M. Shalaev, E. E. Narimanov, S. Stout, E. Herz, T. Suteewong, and U. Wiesner, “Demonstration of a spaser-based nanolaser,” Nature 460(7259), 1110–1112 (2009). 4. R. F. Oulton, V. J. Sorger, T. Zentgraf, R.-M. Ma, C. Gladden, L. Dai, G. Bartal, and X. Zhang, “Plasmon lasers at deep subwavelength scale,” Nature 461(7264), 629–632 (2009). 5. K. Yu, A. Lakhani, and M. C. Wu, “Subwavelength metal-optic semiconductor nanopatch lasers,” Opt. Express 18(9), 8790–8799 (2010). 6. M. P. Nezhad, A. Simic, O. Bondarenko, B. Slutsky, A. Mizrahi, L. Feng, V. Lomakin, and Y. Fainman, “Room- temperature subwavelength metallo-dielectric lasers,” Nat. Photonics 4(6), 395–399 (2010). 7. C.-Y. Lu, S.-W. Chang, S. L. Chuang, T. D. Germann, and D. Bimberg, “Metal-cavity surface-emitting microlaser at room temperature,” Appl. Phys. Lett. 96(25), 251101 (2010). 8. S.-H. Kwon, J.-H. Kang, C. Seassal, S.-K. Kim, P. Regreny, Y.-H. Lee, C. M. Lieber, and H.-G. Park, “Subwavelength plasmonic lasing from a semiconductor nanodisk with silver nanopan cavity,” Nano Lett. 10(9), 3679–3683 (2010). 9. A. M. Lakhani, K. Yu, and M. C. Wu, “Lasing in subwavelength semiconductor nanopatches,” Semicond. Sci. Technol. 26(1), 014013 (2011). 10. R.-M. Ma, R. F. Oulton, V. J. Sorger, G. Bartal, and X. Zhang, “Room-temperature sub-diffraction-limited plasmon laser by total internal reflection,” Nat. Mater. 10(2), 110–113 (2011). 11. K. Ding, Z. Liu, L. Yin, H. Wang, R. Liu, M. T. Hill, M. J. H. Marell, P. J. van Veldhoven, R. N?tzel, and C. Z. Ning, “Electrical injection, continuous wave operation of subwavelength-metallic-cavity lasers at 260 K,” Appl. Phys. Lett. 98(23), 231108 (2011). 12. M.-K. Kim, S. H. Lee, M. Choi, B.-H. Ahn, N. Park, Y.-H. Lee, and B. Min, “Low-loss surface-plasmonic nanobeam cavities,” Opt. Express 18(11), 11089–11096 (2010). 13. Q. Ding, A. Mizrahi, Y. Fainman, and V. Lomakin, “Dielectric shielded nanoscale patch laser resonators,” Opt. Lett. 36(10), 1812–1814 (2011). 14. S. L. McCall, A. F. J. Levi, R. E. Slusher, S. J. Pearton, and R. A. Logan, “Whispering-gallery mode microdisk lasers,” Appl. Phys. Lett. 60(3), 289 (1992). 15. J. C. Johnson, H.-J. Choi, K. P. Knutsen, R. D. Schaller, P. Yang, and R. J. Saykally, “Single gallium nitride nanowire lasers,” Nat. Mater. 1(2), 106–110 (2002). 16. Z. Zhang, L. Yang, V. Liu, T. Hong, K. Vahala, and A. Scherer, “Visible submicron microdisk lasers,” Appl. Phys. Lett. 90(11), 111119 (2007). #153097 - $15.00 USD Received 22 Aug 2011; revised 16 Oct 2011; accepted 24 Oct 2011; published 3 Nov 2011 (C) 2011 OSA7 November 2011 / Vol. 19, No. 23 / OPTICS EXPRESS 23504

定向耦合器

定向耦合器是一种通用的微波/毫米波部件，可用于信号的隔离、分离和混合，如功率的监测、源输出功率稳幅、信号源隔离、传输和反射的扫频测试等。主要技术指标有方向性、驻波比、耦合度、插入损耗。基本简介定向耦合器是微波系统中应用广泛的一种微波器件，它的本质是将微波信号按一定的比例进行功率分配。定向耦合器由传输线构成，同轴线、矩形波导、圆波导、带状线和微带线都可构成定向耦合器，所以从结构来看定向耦合器种类繁多，差异很大。但从它的耦合机理来看主要分为四种，即小孔耦合、平行耦合、分支耦合以及匹配双T。定向耦合器是把两根传输线放置在足够近的位置使得一条线上的功率可以耦合到另一条线上的元件。它的两个输出端口的信号幅度可以相等也可以不等，一种应用特别广泛的耦合器是3dB 耦合器，这种耦合器的两个输出端口输出信号的幅度是相等的。在20世纪50年代初以前，几乎所有的微波设备都采用金属波导和同轴线电路，那个时候的定向耦合器也多为波导小孔耦合定向耦合器，其理论依据是Bethe小孔耦合理论，Cohn和Levy等人也做了很多贡献。随着航空和航天技术的发展，要求微波电路和系统做到小型化、轻量化和性能可靠，于是出现了带状线和微带线。随后由于微波电路与系统的需要有相继出现了鳍线、槽线、共面波导和共面带状线等微波集成传输线。这样就出现了各种传输线定向耦合器。第一个真正意义上的定向耦合器由H. A. Wheeler在1944年设计实现，Wheeler使用了一对长为四分之一中心频率波长的圆柱来实现电场与磁场的能量相互耦合，遗憾的是这种方法只能实现一个倍频程的带宽。定向耦合器是一种具有方向性的功率耦合(分配)元件。它是一种四端口元件，通常由称为直通线(主线)和耦合线(副线)的两段传输线组合而成。直通线和耦合线之间通过一定的耦合机制(例如缝隙、孔、耦合线段等)把直通线功率的一部分(或全部)耦合到耦合线中，并且要求功率在耦合线中只传向某一输出端口，另一端口则无功率输出。如果直通线中波的传播方向变为与原来的方向相反，则耦合线中功率的输出端口与无功率输出的端口也会随之改变,也就是说，功率的耦合(分配)是有方向的，因此称为定向耦合器(方向性耦合器)。定向耦合器作为许多微波电路的重要组成部分被广泛应用于现代电子系统之中。它可以被用来为温度补偿和幅度控制电路提供采样功率，可以在很宽的频率范围完成功率分配与合成；在平衡放大器中，它有助于获得良好的输入输出电压驻波比(VSWR)；在平衡混合器和微波设备(例如，网络分析仪)中，它可以被用来采样入射和反射信号；在移动通信中，使用

SPR 波导耦合

Integrated optical SPR sensor based on mode conversion ef?ciency H.S.Pang,T.W.Lee,M.G.Moharam,P.L.Likamwa and H.J.Cho A novel type of integrated optical surface plasmon resonance (SPR)sensor is proposed,for which the operational principle is based on the launching ef?ciency of eigenmodes in the sensor head.The sensor comprises an inverted-rib-type dielectric waveguide,a portion of which is covered with a thin gold layer.Eigenmodes in the sensor head are coupled modes of a surface plasmon polariton and a dielectric guided wave.The excitation ef?ciency of the coupled modes varies sig-ni?cantly depending on the refractive index of the analyte medium on the sensor head.Following this principle,the transmission coef?cient of light through the sensor head can be used as a sensitive measure of the variation in the refractive index of the analyte medium. Introduction:Surface plasmon resonance (SPR)-based biomolecular detection techniques are widely used with well developed protocols [1].Current issues in developing SPR-based sensors are throughput enhance-ment and system miniaturisation [2].There have been approaches using SPR imaging systems based on an array of sensor heads on a prism for SPR sensor throughput improvement [3].Integrated optical SPR sensors have a great potential to realise high throughput and highly min-iaturised sensor systems [4,5].For integrated optical SPR sensor heads,absorption types and interferometer types were widely introduced and investigated during the time [5,6].In this Letter,we propose a novel mode-matching-type integrated optical sensor with a small sensor head length and reasonable tolerance in device fabrication. Sensor head scheme and guided modes:The present SPR sensor head was designed based on a singlemode inverted-rib-type dielectric wave-guide with a thin gold layer covering a portion of it,as shown in Fig.1.With this design,the gold layer covered region supports either only one bound mode or one bound mode and one quasi-bound mode depending on the refractive index of an analyte medium on the gold layer. front view gold layer core clad inverted-rib-type dielectric waveguide Fig.1SPR sensor based on inverted-rib-type waveguide,schematic view Inverted rib dimensions:width ?2m m,height 1.5m m 1614121086420–20.4×10 4×104 6 4 2 –2–4 –6 –9 –8–7–6–5–4–3–2–100 8 0.30.20.10–0.1–0.2–0.3–0.410 –1021 0a b c d –1–2–3 –4–5 2 10–1 –2–3–4–5 10 –100 Fig.2Electric ?eld pro?les of eigenmodes in SPR sensor head Two-dimensional plot a SPD-S mode b SPD-A mode Three-dimensional plot c SPD-S mode d SPD-A mode The bound mode and the quasi-bound mode are coupled modes of surface plasmon polariton (SPP)and dielectric guided wave (DGW)mode.Figs.2a and b demonstrate a representative ?eld pro?le of the bound mode.As demonstrated in the Figures,the ?elds of the bound mode on the gold layer and in the dielectric core point in the same direction and the mode is termed as SPD-S (symmetric)mode.The ?eld pro?le of the quasi-bound mode,shown in Figs.2c and d ,illustrates that the quasi-bound mode has opposite ?eld directions on the gold layer and in a dielectric core.The quasi-bound mode is termed as SPD-A (anti-symmetric)mode. n1460 1.6×1051.4×1051.2×1051.0×1058.0×1046.0×1044.0×1042.0×104–2.0×104–4.0×104–6.0×104–8.0×104–1.0×105–1.2×105 0.0 12 10 8 h e i g h t (y ) e l e c t r i c f i e l d (E y ) e l e c t r i c f i e l d (E y ) 1.6×1051.4×1051.2×1051.0×1058.0×1046.0×1044.0×104 2.0×104–2.0×104–4.0×104–6.0×104–8.0×104–1.0×105–1.2×105 0.0 6 4 2 12 10 8h e i g h t (y ) 6 4 2 n1464n1468n1470n1472n1476n1480n1484n1492 n1472n1476n1480n1484 n1492 a b Fig.3Field pro?le variation depending on analyte refractive index a SPD-S mode b SPD-A mode Refractive index dependence of mode ?eld pro?les:The ?eld pro?les of SPD-S and SPD-A modes are sensitively affected by variation of the analyte medium’s refractive index on the gold layer.Figs.3a and b show the electric ?eld pro?les of SPD-S and SPD-A modes,respectively,depending on the analyte refractive index.The analyte’s refractive index was scanned from 1.460to 1.492.As illustrated in Fig.3a ,the SPD-S mode shows strong ?eld strength in the dielectric core and relatively weak ?eld strength on the gold layer when the refractive index of the analyte on the gold ?lm is small.Conversely,SPD-A has strong ?eld strength in the dielectric core region in the high refractive index range,as shown in Fig.3b . Mode excitation ef?ciency and transmittance:The ?eld pro?le with strong ?eld strength in the dielectric core region,which is similar to the ?eld pro?les of the dielectric waveguide (DEWG)mode,makes better mode conversion from DEWG mode to one of the SPD modes.Because the ?eld pro?les of the eigenmodes in the sensor head are sig-ni?cantly affected by the refractive index condition of the analyte on the sensor head,the mode conversion ef?ciency and ?nally the transmission characteristics of the sensor head are strongly affected by an analyte medium’s refractive index.In this work,the power conversion ef?ciency was calculated using the overlap integral equation [7]: a n m ?2 età e1 1 E i ?H ? n m dxdy Fig.4represents modal power conversion ef?ciencies and decay con-stants of SPD-S and SPD-A mode as a function of refractive index. ELECTRONICS LETTERS 31st July 2008Vol.44No.16

直波导与弯曲波导耦合功率计算

设计工作三

clear all n1=1.5150;n2=1.5000;n3=n2;n4=n2;n5=n2;R=5000;a=2;k0=2*pi/ 1.55; F=@(x)([x(1)*a-atan(sqrt((k0*n1)^2-(k0*n2)^2-x(1)^2)./x(1 ))-atan(sqrt((k0*n1)^2-(k0*n4)^2-x(1)^2)./x(1)); x(2)*a-atan(sqrt((n1/n3)^2*sqrt(((k0*n1)^2-(k0*n3)^2-x(2) ^2)/x(2))))-atan((n1/n3)^2*sqrt(((k0*n1)^2-(k0*n5)^2-x(2) ^2)./x(2)))]); tmp=fsolve(F,[0 5]); kx=tmp(1); delta=(n1^2-n2^2)/(2*n1^2); V=k0*a*sqrt(n1^2-n2^2); ax=sqrt(k0^2*(n1^2-n2^2)-kx^2); d=0.1:0.1:15; A0=1;B0=0; for z=-316:0.1:316 l=length(z); D=5000-sqrt(5000^2-z^2)+d+a; k=(sqrt(2*delta)*(kx*a)^2*(ax*a)^2*exp(-ax*(D-2*a)))/(a*( 1+ax*a)*V^3); A=A0.*cos(k*0.1)-1i*B0.*sin(k*0.1);%????·?0.1?￠?×è￥???? B=-1i*A0.*sin(k*0.1)+B0.*cos(k*0.1); A0=A;B0=B; end Pb(:,1)=(abs(B0)).^2; figure plot(d,Pb) axis([0.1 10 0 1]); set(gca,'XTick',(0:0.5:10));%éè??òa??ê?×?±ê?ì?è title('í??ú2¨μ???d±??ˉμ?1éò??ˉ1|?ê'); xlabel('d(|ìm)'); ylabel('P'); 计算矩形波导与弯曲波导的耦合光功率,利用微元法将弯曲波导看成是很多段小的矩形波导相加起来,则由同相耦合器的公式 A z={cos qz+j δ q sin qz A0?j κ q sin qz B0}e?jzδ B z={cos qz?j δ sin qz B0?j κ sin qz A0}e jzδ 因为两波导传播常数相同，所以δ=0，q=κ。两矩形波导的耦合系数由下面给

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

第2章波导的耦合

第2章波导的耦合 77. 波导的耦合有哪些类型？各有些什么实际应用？波导的耦合有多种类型，如棱镜耦合、端面耦合、偏折耦合、定向耦合、弯曲耦合、波纹界面耦合等等。波导的耦合有许多实际应用，如利用棱镜耦合可以测量波导的折射率分布，利用端面耦合可以实现波导的互连，利用偏折耦合可以用来改变光的传输方向，利用定向耦合可以实现直波导间的光功率相互交换，依此可以制作波导定向耦合器、光调制器和光开关，利用弯曲耦合可以使微环波导中的光产生谐振，依此可以制作微环滤波器和波分复用器，利用波纹界面耦合可以制作波纹波导滤波器、布拉格光栅、分布反馈激光器、布拉格反射激光器等等。 78. 一般形式的耦合模方程可以写成如下形式 ()()()[]z t z z A s s βω+-j exp d d ()()()[]z t z z A s s βω--+j exp d d ()()()??∞ ∞ * ??- =-r y x y x E t P t s y y d d ,,'4j 2 2 ω 式中()s A +、()s A -分别为沿+z 方向传输的正向行波和沿-z 方向传输的反向行波的振幅，试对上述方程加以说明。式中上角标带有符号(-)的项表示沿-z 方向传输的反向行波，而带有符号(+)的项则表示沿+z 方向传输的正向行波。式中右边的项可视为引起正向行波 ()[]z t z A s s βω-+j exp )()(和反向行波()[]z t z A s s βω+-j exp )() (的激励源。 79. 什么是波导的定向耦合？有些什么有用的功能？当相互平行的波导相互邻近时，波导中的模式在传输过程中要发生相互耦合，其结果使模式在传输过程中在波导间产生功率交换，这种现象称为波导的定向耦合。波导的定向耦合在薄膜器件中可以实现多种有用的功能，包括功率分配、调制、开关、频率选择和偏振选择等等。 80. 双波导定向耦合器的耦合模方程可以写成如下形式 ()()()()[]z z A K z A M z z A 21212111j exp j j d d ββ---= ()()()()[]z z A K z A M z z A 12121222j exp j j d d ββ---= 式中A 1(z )、A 2(z )分别为在波导1和波导2中沿z 方向传输的正向行波的振幅，M 1、M 2

波导定向耦合器报告

《微波电路与器件》电科09级设计实验波导定向耦合器班级：组长：组员： 2012年5月17 日

波导定向耦合器 1.设计任务：当频率的范围在8.5 GHz到10.5GHz时，波导定向耦合器指标到达以下要求：驻波：<1.2 插损：<0.5dB 隔离：＞20dB 耦合：3dB 2.设计原理：定向耦合器的主要指标： (1) 工作频带: 定向耦合器的功能实现主要依靠波程相位的关系,也就是说与频率有关。 (2) 插入损耗：主路输出端和主路输入端的功率比值,包括耦合损耗和导体介质的热损耗。（3) 耦合度: 描述耦合输出端口与主路输入端口的比例关系,通常用分贝表示,dB值越大,耦合端口输出功率越小。耦合度的大小由定向耦合器的用途决定。 (4) 方向性: 描述耦合输出端口与耦合支路隔离端口的比例关系。理想情况下,方向性为无限大。 (5) 隔离度: 描述主路输入端口与耦合支路隔离端口的比例关系。理想情况下,隔离度为

无限大。本设计要求用波导做定向耦合器，打开hfss ，建立十字逢波导定向耦合器模型，波导型号为BJ-84波导，两段一头密封的BJ-84波导垂直层叠，中间有厚度为0.5mm 的耦合十字逢，十字逢位于层叠部分的对角线上，距离封闭口距离为3/4个波导波长，根据计算波导中传输TE 10模式，其波导波长为： ??? ? ??-=a g 221λλλ 根据公式计算波导波长，得出十字逢的位置。 3.ADS 中电路拓扑结构（或HFSS 中建模）：本实验采用的是波导型号BJ-84，a=28.5mm, b=13.6mm,十字缝的厚度为5mm ，两波导通过十字逢进行耦合，如图所示：十字逢长是有两个长1mm ，宽为5mm ，高为5mm 的长方体组合而成如图所示：

光子晶体简介论文

光子晶体简述吉林师范大学欧天吉 0908211 摘要：光子晶体是指具有光子带隙的周期性介电结构材料，按其空间分布分为一维、二维、三维光子晶体，一维光于晶体已得到实际应用，三维光于晶体仍处于实验室实验阶段，由于其优良的性能，未来光子晶体材料必将得到大力开发，应用前景更广泛。本文简要的论述了光子晶体的原理，理论研究，材料制备以及相关的应用。光子晶体材料是本世纪最具潜力的材料之一，至从上世间八十年代后期提出这一概念后。光于材料的研究和应用得到了很太的发展，目前在光纤和半导体激光器中已得到应用，本文就光子材料的基本概念和研究现状综合评述并对其未来发展趋势作出相应预测。关键字：光子晶体材料制备前景应用光子晶体的原理 1、什么是光子晶体光子晶体是指具有光子带隙的周期性介电结构材料，所谓光子带隙是由于介电常数不同的材料在空间周期性排列导致介电常数的空间周期性，使得光折射率产生周期性分布，光在其中传播时产生能带结构，在带隙中的光子频率被禁止传播，因此称光子禁带，具有光子禁带特征的材料称光子晶体。因其具有光子局域、抑制自发辐射等特性，故光子晶体也被认为是控制光子的光半导体。 1987年，E.Yallonovitch和S.John在研究抑制自发辐射和光子局域时分别，提出了光子晶体这一新概念1990年，Ho.K.M，等人从理论上计算了一种三维金刚石结构光子晶体的色散关系。光子晶体即光子禁带材料，从材料结构上看，光子晶体是一类在光学尺度上具有周期性介电结构的人工设计和制造的晶体。与半导体晶格对电子波函数的调制相类似，光子带隙材料能够调制具有相应波长的电磁波---当电磁波在光子带隙材料中传播时，由于存在布拉格散射而受到调制，电磁波能量形成能带结构。能带与能带之间出现带隙，即光子带隙。所具能量处在光子带隙内的光子，不能进入该晶体。光子晶体和半导体在基本模型和研究思路上有许多相似之处，原则上人们可以通过设计和制造光子晶体及其器件，达到控制光子运动的目的。光子晶体(又称光子禁带材料)的出现，使人们操纵和控制光子的梦想成为可能。２、光子晶体的性质光子晶体的最根本性质是具有光子禁带,落在禁带中的光是被禁止传播的。Yablonovitch指出:光子晶体可以抑制自发辐射。因自发辐射的几率与光子所在频率的态的数目成正比,当原子被放在一个光子晶体里面,而它的自发辐射光的频率正好落在光子禁带中时,由于该频率光子的态的数目为零,因此自发辐射几率为零,自发辐射被抑制。反之,光子晶体也可以增强自发辐射,只要增加该频率光子的态的数目便可以实现,如光子晶体中混有杂质时,光子禁带中会出现品质因子很高的杂质态,具有很大的态密度,这样就可以实现辐射增强。