不同材料的光子晶体异质结构
光电子材料
光电子材料顾名思义，光电子材料就是以光子、电子为载体，处理、存储和传递信息的材料，主要应用在光电子技术领域，如我们常见的光纤,光学作用晶体材料、光电存储和显示材料等，光电子材料在光电子技术中起着基础和核心的作用, 光电子材料将使信息技术进入新纪元。
传统的光电子材料主要分为光学功能材料、激光材料、发光材料、光电信息传输材料、光电存储材料、光电转换材料、光电显示材料和光电集成材料。
下面介绍几种新型的光电子材料1.硅微电子材料硅（Si）材料作为当前微电子技术的基础，预计到本世纪中叶都不会改变。
从提高硅集成电路（ICs）性能价格比来看，增大直拉硅单晶的直径，仍是今后硅单晶发展的大趋势。
硅ICs工艺由8英寸向12英寸的过渡将在近年内完成。
预计2016年前后，18英寸的硅片将投入生产。
从进一步缩小器件的特征尺寸，提高硅ICs的速度和集成度看，研制适合于硅深亚微米乃至纳米工艺所需的超高纯、大直径和无缺陷硅外延片会成为硅材料发展的主流。
2. 硅基高效发光材料硅基光电集成一直是人们追求的目标，其中如何提高硅基材料发光效率是关键。
经过长期努力，2003年在硅基异质结电注入高效发光和电泵激射方面的研究获得了突破性进展，这使人们看到了硅基光电集成的曙光。
3. 宽带隙半导体材料第三代（高温、宽带隙）半导体材料，主要指的是III族氮化物，碳化硅（SiC），氧化锌（ZnO）和金刚石等，它们不仅是研制高频大功率、耐高温、抗辐照半导体微电子器件、电路的理想材料，而且III族氮化物和ZnO等还是优异的短波长光电子材料。
4. 纳米（低维）半导体材料・纳米（低维）半导体材料，通常是指除体材料之外的二维超晶格、量子阱材料，一维量子线和零维量子点材料，是自然界不存在的人工设计、制造的新型半导体材料。
MBE、MOCVD技术和微细加工技术的发展和应用，为实现纳米半导体材料生长、制备和量子器件的研制创造了条件。
5. 其它信息作用材料信息存储材料：・磁记录材料仍是目前最重要的存储材料，预计到2006年左右，磁性材料中磁记录单元的尺寸将达到其记录状态的物理极限（100Gb/in2）。
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。
光子晶体及其特征[概述]
![光子晶体及其特征[概述]](https://img.taocdn.com/s3/m/357142647ed5360cba1aa8114431b90d6c8589b7.png)
光子晶体及其特性王娟娟摘要: 光子晶体是一种介电常数不同的、 其空间呈周期分布的新型光学材料。
通过深入研究,达到进一步了解光子晶体的原理、 特性、 制备方法以及应用之目的。
关键词: 光子晶体 光子禁带 光子局域 Purce ll 效应1.引言20世纪，半导体的发现并应用引发了一场影响开半导体材料，半导体内部存在周期性势场 电子受到周期性势场的调制发生布拉格散射形成能带结构，而带与带之间可能存在禁带，落入禁带中的电子则无法继续传播。
1987 年 E. Yablonovich 和 S. John 分别提出了光子晶体的概念[1-2]光子晶体是由不同介电常数的物质在空间周期性排列而形成的人工微结构，当电磁波通过光子晶体时 光子晶体中周期性排布的介电常数会对电磁波进行调制，从而产生光子能带能带之间可能存在禁带 与半导体对比可以发现在光子晶体中，周期性分布的介电常数起到了半导体中周期性势场的作用，同时与电子禁带相对应的也有光子禁带的存在，因此有人又把光子晶体称为光半导体 光子晶体可以用于制作光子晶体偏振器件、光子晶体微波天线、光子晶体棱镜、光子晶体光纤光子晶体波导等[3-6]在光通信，光电集成等方面具有极其广阔的应用前景。
2.光子晶体 光子晶体按照其周期性排列方式可分为一维、二维和三维光子晶体，它们的介电常数分别在一维、二维和三维空间上周期性排列，其中一维光子晶体就是常见的多层膜结构，二维光子晶体是周期性排列的介质柱或空气孔，三维光子晶体中介电常数则在3个方向具有周期性 在实际应用中，二维光子晶体有着更广泛的前景更受到人们的重视光子晶体具有高低折射率材料交替排列的周期性结构 可以对相应频率的电磁波进行调制产生光子禁带[7-8]，如果在3个方向上都存在周期结构，可以产生全方位的光子禁带，在全方位光子禁带中与该禁带频率相对应的电磁波将被完全禁止传播光子禁带是光子晶体的主要特性，光子晶体的另一个特性是光子局域 若光子晶体的周期结构被破坏就会在光子禁带中产生缺陷态，与之频率相对应的光子就被局域在缺陷态中，偏离缺陷态就会被强烈散射，我们可以通过在光子晶体中引入缺陷，制造缺陷态的方式来制作各种光子晶体功能器件，另外光子晶体可以抑制自发辐射 若光子禁带频率与光子晶体中原子自发辐射频率相吻合，则该频率光子的态密度为零，自发辐射被抑制，光子禁带和光子局域现象的存在为人为控制光的传播提供了可能。
光子晶体——精选推荐
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，Y ablonovitch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Y ablonovitch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，Y ablonovitch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。
《光子晶体》课件
2 光刻技术
利用光刻技术在材料上 制造微细结构，形成光 子晶体的周期性结构。
3 多晶体堆叠
将多个具有不同周期性 的光子晶体堆叠在一起， 实现更复杂的光子晶体 结构。
光子晶体在光学器件中的应用
光学滤波器
利用光子晶体的能隙特性，制作用于波长选择性滤波的光学器件。
光学波导
将光子晶体结构引导和限制光束的传播路径，实现高效率的光学波导器件。
总结和展望
光子晶体作为一种具有周期性电介质结构的材料，具有广泛的应用前景。未 来，随着技术的进步和研究的深入，光子晶体将在光学领域发挥更重要的作 用。
光子带隙
光子晶体中的周期性结构导致 能隙的出现，使得特定波长的 光波无法传播，从而实现对光 的波长过滤和光学调制。
光束限制
光子晶体可以通过调整结构和 原材料的属性，使光束在特定 方向和模式下被限制和引导， 实现光的高度定向传输。
光子晶体的应用领域
1
光子芯片
2
光子晶体可用于制造微型光子芯片，
实现集成光学元件和光电子器件，为
电子芯片提供高速和低能耗的替代方
3
案。
光通信
光子晶体可用于制造光纤耦合器、波 分复用器、光开关等器件，提高光通 信的带宽和传输速率。
光传感器
光子晶体可用于制造高灵敏度光传感 器，用于环境监测、光学成像和生物 医学应用。
光子晶体的制备方法
1 自组装
通过控制材料的自组装 过程，制备具有周期性 结构的光子晶体。
激光器
通过在光子晶体材料中引入激光介质，制造高质量和高效率的激光器。
光子晶体的未来发展趋势
1
Hale Waihona Puke 超材料结合结合光子晶体与其他类似光学材料如金属和二维材料，构筑功能更强大的光学器 件。
异质双周期结构光子晶体光学特性_李娇
A、 B 沿 z 轴方向交替生长形成的一维异质双周期 结构的光子晶体 A B A B A B ……， 周期数为 N，如图 1 所示。这里的 A 和 B 是光学厚度不同
m n m n m n
θ = 0， π /6， π /4， π /3 时的透射谱分别如图 2 （ a ） ～ （ d） 所示。 从图 2 可知， 这种异质双周期结构的光子晶n1 n2 Nhomakorabeaz
Am
Bn
图1 Fig． 1
异质双周期结构光子晶体示意图
Model of dualperiodical PC heterostructure
306
1 0.5 0 0 1 0.5 0 10 0.5 0 0 1 0.5 0 0
发
光
学
报
1.0 0.5
第 33 卷
(a)
（a ）
Transmissivity
2
应用。 目前的光子晶体滤波器大多是靠引入缺陷来 实现滤波功能， 而且滤波波段比较窄， 也没有考虑 当晶体产生轴向应变时光学传输特性的变化 。因 此， 本文设计了一种异质双周期结构的光子晶体 ， 利用传输矩阵法
［9 ］
[
M11 M21
M12 M22
]
，
（ 2）
研究了它的带隙结构和光学 ，
传输特性。这种结构可以实现 512 ～ 960 nm 宽频 率范围的多通道窄带滤波功能。重点研究了当构 成异质双周期结构的一种材料为复折射率 透射峰变化规律， 并借鉴“介观压阻 ”
（ a） N = 6； （ b） 周期数变化时光子晶体的透射谱 ， N = 15 。 Transmission spectra of the photonic crystal with various period numbers，（ a） N = 6 ； （ b） N = 15．
胶体光子晶体和超材料
胶体光子晶体和超材料
1. 胶体光子晶体简介
胶体光子晶体是一种由周期性排列的介电体纳米颗粒构成的人工结构材料。
这种结构使得它具有独特的光子能隙特性,可以控制和操纵光子在材料中的传播行为。
胶体光子晶体因其在光波导、光子集成电路、传感器等领域的潜在应用而受到广泛关注。
2. 胶体光子晶体的制备方法
常见的胶体光子晶体制备方法包括自组装法、模板法、直接激光写入法等。
自组装法利用胶体颗粒的自发组装行为,在适当的条件下形成有序结构;模板法则是利用预制的模板对材料进行定向生长;直接激光写入法则是通过精确控制激光曝光来直接在光刻胶中刻写出所需的结构。
3. 超材料概念
超材料是一种人工合成的新型功能材料,其独特之处在于它们展现出在自然界中很少见到或不存在的物理性质。
超材料的设计和制备是基于对电磁场在亚波长尺度结构中的传播行为的理解和控制。
常见的超材料包括负折射率材料、隐形斗篷材料等。
4. 胶体光子晶体在超材料中的应用
胶体光子晶体由于其独特的光子带隙特性,在超材料的设计和制备中发挥着重要作用。
例如,通过精心设计胶体光子晶体的结构和组分,可以实现负折射率、亚波长成像等超常物理现象。
同时,胶体光子晶体
还可以作为模板用于制备其他类型的超材料结构。
5. 前景展望
胶体光子晶体和超材料的交叉研究正在推动新型光子器件、传感器、隐形技术等领域的发展。
未来,随着制备技术的进步和理论研究的深入,胶体光子晶体和超材料必将为我们带来更多令人惊叹的应用。
基于二维六方氮化硼材料的光子晶体非对称传输异质结构设计
基于二维六方氮化硼材料的光子晶体非对称传输异质结构设计*武敏1)2) 费宏明1)2)† 林瀚3) 赵晓丹1)2) 杨毅彪1)2)‡ 陈智辉1)2)1) (太原理工大学物理与光电工程学院, 太原 030024)2) (太原理工大学, 新型传感器与智能控制教育部重点实验室, 太原 030024)3) (斯威本科技大学, 埃米材料转化科学中心, 维多利亚 3122)(2020 年5 月18日收到; 2020 年7 月12日收到修改稿)二维六方氮化硼(hexagonal boron nitride, hBN)材料在产生光学稳定的超亮量子单光子光源领域有着潜在应用, 有望用于量子计算和信息处理平台, 已成为研究热点. 而光学非对称传输设备是集成量子计算芯片中的关键器件之一. 本文从理论上提出了一种基于hBN材料光子晶体异质结构的纳米光子学非对称光传输器件. 运用平面波展开法研究了光子晶体的能带结构与等频特性, 从理论上分析了hBN异质结构中可见光波非对称传输的可行性. 同时, 采用时域有限差分方法研究了可见光波段异质结构的晶格常数和半径对透射光谱的影响. 研究结果显示, 该结构实现了在610—684 nm波长范围内TE偏振光的非对称传输, 在652 nm 波长处正向透射率达到0.65, 反向透射率为0.006, 非对称传输透射对比度高达0.98. 本文提出的结构模型为基于hBN的新型纳米光子器件设计提供了新的可能性, 可用于不同功能光学器件的集成设计.关键词：非对称传输, 二维六方氮化硼, 光子晶体, 异质结构PACS：85.60.Bt, 78.67.–n, 41.20.Jb, 42.70.Qs DOI: 10.7498/aps.70.202007411 引 言自从发现石墨烯以来, 二维材料因其在微波到紫外波段宽光谱范围内具有特殊的电学和光学特性而备受关注[1,2]. 其中, 二维六方氮化硼(hexagonal boron nitride, hBN), 也称为“白色石墨烯”, 拥有许多独特的特性, 包括高的机械强度、良好的导热性、出色的化学和热稳定性[3−7], 可用于固态热中子探测器[8]、保护涂层[9]和介电层[10]等. 同时, hBN 由于带隙较宽, 在紫外区域, 成为了深紫外光发射器、激光器[11,12]和新型纳米光子器件研究中具有前景的材料平台. 此外, 二维hBN具有双曲线声子极化特性, 在制备光学稳定的超亮量子单光子光源[13−16]领域具有潜在的应用, 有望进一步用于量子计算和信息处理的纳米光子学实验平台. 为了与工作在可见光波段的hBN超亮量子单光子光源连接, 本文旨在设计基于hBN材料的光学非对称传输器件, 这项研究对不同功能的纳米光子器件的制备, 以及实现hBN集成光子芯片具有重要意义.与电二极管对于集成电路的重要性一样, 光学非对称传输设备(asymmetric transmission device, ATD)在量子信息处理和可扩展量子纳米光子网络中起着重要的作用[17,18]. 根据光学非对称传输设* 国家自然科学基金(批准号: 61575138)、国家自然科学基金青年科学基金(批准号: 11904255)、山西省重点研发计划(国际科技合作) (批准号: 201903D421052)和山西省应用基础研究计划(青年基金) (批准号: 201901D211070)资助的课题.† 通信作者. E-mail: feihongming@‡ 通信作者. E-mail: yangyibiao_tyut@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society 备的工作原理, 可以分为非互易光学非对称传输设备和互易光学非对称传输设备两种类型. 非互易的光学非对称传输设备通过破坏时间反对称性(破坏洛伦兹互易性)来工作, 这需要光学非线性或磁光效应[17,19,20]. 相比之下, 互易的光学非对称传输设备破坏了空间反对称性[21−30], 通过光的衍射进行非对称传输. 互易光学非对称传输设备的优点是不需要外部磁场或强入射光. 此外, 光子晶体(photonic crystal, PhC)[24−26]、波导[27,28]、表面等离子体激元[29]和共振效应[30]等均已实现非对称光传输. 最新的研究表明, 使用周期性结构可以实现零折射率超材料, 改变结构在光传输方向上的对称性, 在数值上和实验上可实现线偏振光的宽带非对称传输, 在短波红外区域带宽高达50 THz[23]. hBN是一种介电材料, 基于此材料的PhC结构可以与其他光子器件进行片上集成, 也是实现光波非对称传输最合适的方案之一.最近, 有实验报道, 独立式二维hBN PhC腔能够实现超过2000的品质因子[16], 并提出基于hBN的PhC腔, 可用于在室温下超亮且可见光稳定的量子单光子光源, 这证实了实验制造在可见光至近红外波段工作的hBN PhC结构的可行性. 为了与hBN本身的量子单光子光源配合连接, 本文将工作波段设置到相同的可见光波段. 此外, 由于二维hBN是一种具有相对较低折射率(<2.4)的介电材料[16], 因此使用任何衬底(例如SiO2)都会影响hBN材料中的光束缚, 并最终降低整个设备的性能. 但是, 与其他类型的二维材料不同, hBN 具有很高的机械强度, 无需衬底即可自主支撑. 因此, 应用独立式hBN结构是一种可行的解决方案,便于光子芯片的集成. 同时, 由于hBN具有各向异性的材料特性, 使得基于hBN材料实现非对称光传输成为一个需要突破的领域.此前李志远课题组[24,31]基于硅材料异质结构带隙失配原理实现了1550 nm光通讯波段光波非对称传输, 证实了理论与实验结果一致, 在国际上都具有引领意义. 本文将这种结构带隙失配原理应用于理论设计hBN材料PhC异质结构, 实现在可见光波段的非对称传输. 主要的新颖之处是通过使用hBN材料能够在可见光波段实现非对称光传输, 同时基于PhC的结构设计有利于实现光子芯片集成. 目前, 已经有文献报道, 通过电子束光刻及离子束刻蚀的方法实验制作hBN的PhC结构[16],相同的实验技术可以用于加工制作本文中设计的结构(具体加工制作流程见补充材料).文中通过分析能带图与等频图, 控制正向入射光波在PhC异质结构中的传输路径; 通过改变PhC的晶格常数和介质柱半径, 提高结构的正向透射率, 优化结构的性能. 同时, 利用hBN PhC的带隙特性, 以及结构界面的全反射特性, 抑制反向入射光波的透射率低于0.04. TE偏振光波(transverse electric wave, TE)在优化后的二维hBN PhC异质结构中, 在610—684 nm的波长范围内实现非对称传输. 在652 nm处正向透射率达到0.65, 反向透射率为0.006, 设备的工作带宽为74 nm(带宽内透射率高于0.5).2 结构与分析本文的设计思想是基于二维hBN材料构建两种具备不同导光特性的PhC结构(PhC 1和PhC 2), 并采用倾斜界面改变光波传输路径, 达到非对称传输的目的. 可见光波在PhC 1中沿水平方向高效传输, 到达异质结界面处光波发生折射,而对于特定频率光波, PhC 2具有与水平方向偏折小角度的准直作用, 使得光可以在PhC 2中传输,直至耦合到出射光波导. 可见光波反向入射到PhC 2中由于禁带效应和异质结构的倾斜界面被禁止传输, 从而实现基于二维hBN材料独立式异质结构的非对称光传输.基于hBN材料的异质结构设计以及hBN的分子结构如图1所示, hBN材料面内的硼原子和氮原子以六边形共价键结合, 在不同的hBN层间通过范德瓦耳斯力结合. 因此, 这里hBN材料是一种各向异性材料, 其在x和y方向折射率n x = n y = 2.04, z方向n z = 1.84[16,32]. 同时, 根据hBN 机械强度高的优势, 本文提出采用薄壁连接PhC 1和PhC 2来实现独立式(桥式)结构设计, 薄壁的厚度t = 50 nm, 远小于设计的工作光波长, 因此对结构性能的影响可以忽略不计. PhC 1和PhC 2组成的异质结构几何尺寸为11 µm × 11 µm (26行26列)(具体尺寸优化见补充材料); 入射光波导宽度为3 µm, 出射光波导宽度为4.5 µm (具体结构优化见补充材料), 图1中左侧PhC 1的晶格常数为a1 = 400 nm, hBN圆柱体半径r1 = 90 nm,右侧PhC 2的晶格常数a2 = 420 nm, 空气柱半径r 2 = 80 nm, 光入射沿异质结构的水平方向(G -X 方向), 由两边波导输入到结构当中.首先采用平面波展开法计算TE 偏振模式下PhC 1和PhC 2的能带图[33,34] (具体的方法说明见补充材料), 结果如图2所示. 图2(b)中阴影部分为禁带区域, 结构采用了定向带隙来阻挡反向入射光. 研究发现, hBN 与空气的折射率差较小, 使得PhC 2的带隙宽度在可见光波段内随晶格常数a 和半径r 变化不大. 从图2(a)中可以看出, 异质结构中PhC 1在归一化频率0.79a /l —0.84a /l (对应476—506 nm)范围内存在水平方向(G -X 方向)的定向带隙. PhC 2在归一化频率0.62a /l —0.65a /l (对应646—677 nm)范围内存在水平方向(G -X 方向)的定向带隙. 因此, 对于正向光波从左侧入射到PhC 1中, 除了476—506 nm 波段的光, 其余可见光均可以到达异质结构的界面处, 进而折射进入PhC 2中. 而对于反向入射的可见光波从结构右侧入射, 会在PhC 2的禁带646—677 nm 波段内, 实现反向抑制, 无法传输到PhC 1中.为了进一步研究TE 偏振光波在异质结构中的传输机制, 对于正向光波在PhC 中的传播路径,需要绘制PhC 1和PhC 2相应的等频率图(equal frequency contours, EFCs). 采用平面波展开方法计算可见光波段对应TE 偏振模式下的PhC 1第二能带相应的等频图和PhC 2第五能带相应的等频图, 如图3所示. 光波在PhC 中的传播方向取决于群速度v g 的方向[34], 群速度v g 是第n 个能带的角频率w n 和波矢量k 的函数:D w n 代表角频率梯度, 是相对于k 的梯度, 能量流取决于频率导数上的波矢. TE 偏振光的传播方向可以用等频图呈现出来(图3(a),(b)), 图中沿箭头所标记的方向即群速度v g 方向[34]. 从图3(a)中可以看出, 归一化频率0.60a /l (即670 nm, 红色虚线)的正向入射光在PhC 1中的传输, 如G-X 方向的黑色箭头指示, 其中第一个黑色箭头代表入射方向,第二个黑色箭头代表群速度v g 的方向(沿等PhC 1PhC 2B NtThin wall图 1 基于二维hBN PhC 异质结构的光波非对称传输示意图, 右图为二维hBN 材料的分子结构图Fig. 1. Schematic diagram of the two-dimensional hBN PhC heterostructure for asymmetric transmission of light. The right picture is the molecular structure of two-dimensional hBN material.Wavevector/(pS -1)F r e q u e n c y /( S -1)(a) W a v e l e n g t h /n mF r e q u e n c y /( S -1)W a v e l e n g t h /n m(b)Wavevector/(pS -1)图 2 (a) PhC 1的能带图; (b) PhC 2的能带图, 阴影部分代表G -X 方向禁止光波传输的频带Fig. 2. (a) The band diagrams of the PhC 1; (b) the band diagrams of the PhC 2. The shaded area represents the frequency band in which light transmission is prohibited at the G -X direction.频线梯度方向), 即光波在PhC 1中的实际传输路径. 接着光波沿水平方向到达界面处, 由于倾斜界面两侧材料的折射率不同, 会发生折射, 折射光进入PhC 2中, 图3(b)中第一个黑色箭头代表折射W avevector/(2pS-1)Wavevector/(2pS -1)(b)W avevector/(2pS-1)Wavevector/(2pS -1)(a)=670 nm| |2(c)/µm/µm-4-4-2-202424=630 nm| |2(e)/µm/µm-4-4-2-202424=670 nm| |2(d)/µm/µm-4-2024=630 nm| |2(f)/µm/µm-4-2024图 3 (a) PhC 1中TE偏振模式下第二条能带对应的等频图; (b) PhC 2中TE偏振模式下第五条能带对应的等频图(红色和蓝色虚线表示670和630 nm对应的等频线). TE偏振的正向入射光 (c) 和反向入射光 (d) 在670 nm波长处的电场强度分布图; 正向入射光(e)和反向入射光(f)在630 nm波长处的电场强度分布图Fig. 3. (a) The EFCs of the second band in PhC 1 for TE polarization; (b) the EFCs of the fifth band in PhC 2 for TE polarization (The red and blue dotted lines represent the EFCs corresponding to 670 and 630 nm). The electric field intensity distribution dia-grams of forward incident light (c) and backward incident light (d) of TE polarization at the wavelength of 670 nm. The electric field intensity distribution diagrams of forward incident light (e) and backward incident light (f) of TE polarization at the wavelength of 630 nm.光方向, 其群速度方向为第二个黑色箭头所示, 即归一化频率0.63a /l (670 nm, 红色虚线)所在等频线的梯度方向, 也就是光在PhC 2中的传播方向. 由此可得, 包括670 nm 波长在内的可见光波可以在异质结构中正向传输, 而此波长附近的反向光波由于禁带作用不能沿着反方向传输. 同理, 由等频图可知, 归一化频率为0.63a /l (630 nm, 蓝色虚线)的入射光波在PhC 1中可以沿着水平方向传输. 之后, 此波长(蓝色虚线)在PhC 2中沿着与水平方向呈小角度偏折的群速度方向传输并可以被耦合到出射光波导. 对于反向入射, 630 nm 光波处于非禁带中, 此时, 利用结构的倾斜界面可以抑制光波传输到PhC 1. 由此, 在理论上, TE 偏振光在异质结构中能够实现非对称传输.运用时域有限差分法(finite difference time domain, FDTD), Lumerical FDTD Solutions 软件计算TE 偏振光波入射异质结构的正向、反向电场强度分布图[35](具体的方法说明见补充材料), 可以直观地观察光波的传输状态, 结果如图3(c)—图3(f)所示. 可以看出, 670 nm 正向入射光波沿着水平方向传输, 到异质结界面后发生折射, 并能够沿着与水平方向有小角度偏折, 继续向右传输,直至耦合到出射光波导, 与等频图的分析一致. 而670 nm 反向入射光处于方向带隙无法进入PhC 2中, 与能带图分析一致. 对于630 nm 的光波, 在正向入射时, 光波能够沿着异质结构传输, 部分光在PhC 2中发生散射, 但很大一部分光可以被接收.而反向入射时630 nm 光波处于PhC 2的非禁带范围, 光波可以到达异质结构界面处, 尽管有一部分光被衍射到PhC 1中, 但大部分的光都被界面阻挡以及散射到PhC 2中的各个方向.3 优化结构分析为了提高结构的整体性能, 必须对PhC 异质结构正向透射率进行优化. 通过控制变量法分别改变PhC 1和PhC 2的晶格常数(a 1和a 2)以及柱子半径大小(r 1和r 2), 可以进一步提高TE 偏振光在hBN 异质结构中的正向透射率, 研究分为以下两个步骤来进行: 1)在不考虑PhC 2的情况下优化PhC 1的透射率; 2)通过改变PhC 2的结构参数进一步优化整个结构的正向透射率(T F ). 通过FDTD 法模拟不同a 1, r 1和a 2, r 2的透射光谱(图4(a)—图4(d)). 可以看到, 在可见光波段内, TE 偏振下,当PhC 1的晶格常数a 1 = 400 nm 且半径r 1 =90 nm 时, PhC 1的透射率可高于0.8. 此外, 在不同4005006007008000.20.40.60.81.0 1=380 nm 1=400 nm 1=420 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(a)4005006007008000.20.40.60.81.0 1=80 nm 1=90 nm 1=100 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(b)40050060070080000.20.40.60.50.81.0 2=400 nm 2=420 nm 2=440 nmWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e(c)Wavelength/nmT r a n s m i t t a n c e图 4 PhC 1取不同晶格常数 (a) 与不同柱子半径(b) 的透射率; 异质结构中PhC 2取不同的晶格常数(c) 与柱子半径(d) 的透射率Fig. 4. The transmittance spectra of PhC 1 on the different lattice constants of PhC 1 (a) and the different radii of the columns (b).The transmittance spectra of the heterostructure on the different lattice constants of PhC 2 (c) and the different radii of the columns (d).的a 1和r 1值中, 当a 1和r 1分别为400和90 nm 时,在不同波长下的透射率是最高的(图4(a),(b)).与图2(a)中的能带图计算相符合, 位于禁带476—506 nm 波段光波在PhC 1中传输的透射率很低. 根据PhC 1的结构优化参数, 对PhC 2的晶格常数a 2和半径r 2进行优化, 当a 2 = 420 nm 和r 2 = 80 nm 时, 得到了整体结构较宽带宽内的最佳正向透射率. 从610—684 nm, 正向透射率高于0.5, 在652 nm 波长处的正向透射率为0.65. 因此, 通过优化主要参数晶格常数和半径, 选择了PhC 1和PhC 2的结构参数.非对称光传输器件的性能是用以下参数进行表征的: 正向透射率(T F )、反向透射率(T B )和透射对比度(C ), 其中透射对比度(C )定义为二维hBN PhC 异质结构的透射光谱如图5(a)所示, 入射光为TE 基模模式光源, 当PhC 1和PhC 2距离为a 1时(具体优化过程的计算细节见补充材料), 在610—684 nm (74 nm)波长范围内(除在663 nm 附近透射率降低为0.41), 异质结构实现了T F > 0.5和T B < 0.04的非对称光传输.此外, 在637—670 nm (33 nm)波段内, 对比度C 高于0.95, 最大值达0.98, 并且在此带宽中的T B 几乎为零, 可对应于能带图2(b)中的带隙波段.尽管其他波段不在带隙当中, 但由于异质结构全反射界面的阻挡, 反向光波在界面处发生反射和散射, 使得T B < 0.05, 进而拓宽了反向截止带宽. 进一步, 本研究设计了材料厚度为2 µm (6000层左右)的独立式(悬挂式)二维hBN PhC 平板异质结构(上下包层均为空气), 来最大限度地减小传输损耗, 继续计算有限厚度二维PhC 平板异质结构的透射谱, 结果如图5(b)所示. 有限厚度二维PhC 平板, 较二维结构(厚度为无穷大)的正向透射率有所降低, 在632—–692 nm (60 nm)波长范围内(除在668 nm 附近透射率降低为0.37), 实现了T F > 0.5和T B < 0.03, C > 0.9的非对称传输.同时, 该结构可用微纳加工技术包括反应离子刻蚀(RIE)、电子束诱导刻蚀(EBIE)和聚焦离子束刻蚀(FIB)的方法进行加工[16](建议的加工制作流程见补充材料).4 结 论综上所述, 本文从理论上证明了基于hBN 材料的PhC 异质结构在可见光波段的非对称传输,结构性能如下: 在652 nm 处正向透射率达到0.65,反向透射率低于0.006, 设备的工作带宽为74 nm (带宽内透射率高于0.5). 尽管hBN 具有相对较低的折射率和各向异性的光学特性, 但可以利用其高机械强度, 设计独立式hBN 结构并将整个周期性结构互连来实现高性能的设备, 本文的研究为实验提供了该结构的可行性方案. 结合当前的技术, 将单光子光源直接连接到hBN 光学平台中, 将有可能实现基于hBN 器件的集成光子芯片, 用于量子计算和信息处理. 此外, 该设计原理可广泛应用于基于二维hBN 材料设计不同类型的片上集成光子器件.参考文献X u M, Liang T, Shi M, Chen H 2013 Chem. Rev. 113 3766[1]N ovoselov K S, Geim A K, Morozov S V, Jiang D, Katsnelson[2]Wavelength/nmT r a n s m i t t a n c e a n d c o n t r a s t r a t i oWavelength/nmT r a n s m i t t a n c e a n d c o n t r a s t r a t i o图 5 (a) 二维hBN PhC 异质结构的透射光谱图; (b) 有限厚度为2000 nm 时, 二维hBN PhC 平板异质结构的透射光谱图Fig. 5. The transmittance spectra of the two dimensional hBN photonic crystal heterostructure (a) and a slab with thickness of 2000 nm (b).M I, Grigorieva I V, Dubonos S V, Firsov A A 2005 Nature 438 197K ubota Y, Watanabe K, Tsuda O, Taniguchi T 2007 Science 317 932[3]S ong L, Ci L, Lu H, Sorokin P B, Jin C, Ni J, Kvashnin A G, Kvashnin D G, Lou J, Yakobson B I, Ajayan P M 2010 Nano Lett. 10 3209[4]N ersisyan H H, Lee T H, Lee K H, An Y S, Lee J S, Lee J H 2015 RSC Adv. 5 8579[5]G lavin N R, Jespersen M L, Check M H, Hu J, Hilton A M,Fisher T S, Voevodin A A 2014 Thin Solid Films 572 245 [6]Z hi C, Bando Y, Tang C, Kuwahara H, Golberg D 2009 Adv.Mater. 21 2889[7]D oan T C, Majety S, Grenadier S, Li J, Lin J Y, Jiang H X2015 Nucl. Instrum. Methods 783 121[8]B arboza A P M, Chacham H, OliveiraC K, Fernandes T FD, Ferreira E H M, Archanjo B S, Batista R J C, De OliveiraA B, NevesB R A 2012 Nano Lett. 12 2313[9]B arcelos I D, Cadore A R, Campos L C, Malachias A,Watanabe K, Taniguchi T, Maia F C, Freitas R, Deneke C 2015 Nanoscale 7 11620[10]W atanabe K, Taniguchi T, Kanda H 2004 Nat. Mater. 3 404 [11]N ebel C E 2009 Nat. Photonics 3 564[12]S hotan Z, Jayakumar H, Considine C R, Mackoit M, Fedder H, Wrachtrup J R, Alkauskas A, Doherty M W, Menon V M, Meriles C A 2016 ACS Photonics 3 2490[13]C hejanovsky N, Rezai M, Paolucci F, Kim Y, Rendler T,Rouabeh W, Fávaro d O F, Herlinger P, Denisenko A, Yang S 2016 Nano Lett. 16 7037[14]B ourrellier R, Meuret S, Tararan A, Stã©Phan O, Kociak M,Tizei L H, Zobelli A 2016 Nano Lett. 16 4317[15]K im S, Fröch J E, Christian J, Straw M, Bishop J, Totonjian D, Watanabe K, Taniguchi T, Toth M, Aharonovich I 2018 Nat. Commun. 9 2623[16]J alas D, Petrov A, Eich M, Freude W, Fan S, Yu Z, Baets R, [17]Popović M, Melloni A, Joannopoulos J D 2013 Nat. Photonics7 579Q iang X, Zhou X, Wang J, Wilkes C M, Loke T, O’Gara S, Kling L, Marshall G D, Santagati R, Ralph T C 2018 Nat.Photonics 12 534[18]F ei H M, Wu J J, Yang Y B, Liu X, Chen Z H 2015Photonics Nanostruct. 17 15[19]Y u G X, Fu J J, Du W W, Lu Y H, Luo M 2019 Chin. Phys.B 28 024101[20]L iu D Y, Yao L F, Zhai X M, Li M H, Dong J F 2014 Appl.Phys. A 116 9[21]F eng S, Wang Y Q 2013 Opt. Express 21 220[22]K im M, Yao K, Yoon G, Kim I, Liu Y, Rho J 2017 Adv. Opt.Mater. 5 1700600[23]W ang C, Zhou C, Li Z Y 2011 Opt. Express 19 26948[24]F ei H M, Wu M, Lin H, Liu X, Yang Y B, Zhang M D, CaoB Z 2019 Superlattices Microstruct. 132 106155[25]F ei H M, Xu T, Liu X, Lin H, Chen Z H, Yang Y B, ZhangM D, Cao B Z, Liang J Q 2017 Acta Phys. Sin. 66 204103 (in Chinese) [费宏明, 徐婷, 刘欣, 林瀚, 陈智辉, 杨毅彪, 张明达,曹斌照, 梁九卿 2017 物理学报 66 204103][26]L i J, Ye H, Yu Z, Liu Y 2017 Opt. Express 25 19129[27]F ei H M, Zhang Q, Wu M, Lin H, Liu X, Yang Y B, ZhangM D, Guo R, Han X T 2020 Appl. Opt. 59 4416[28]K im J, Lee S Y, Park H, Lee K, Lee B 2015 Opt. Express 23 9004[29]G ao H, Zheng Z, Dong J, Feng J, Zhou J 2015 Opt. Commun.355 137[30]W ang C, Zhong X L, Li Z Y 2012 Sci. Rep. 2 674[31]K im S, Toth M, Aharonovich I 2018 Beilstein J. Nanotechnol.9 102[32]P lihal M, Maradudin A A 1991 Phys. Rev. B 44 8565[33]F eng S, Wang Y Q 2013 Opt. Mater. 36 546[34]C han C T, Yu Q L, Ho K M 1995 Phys. Rev. B 51 16635[35]Design of asymmetric transmission of photonic crystal heterostructure based on two-dimensionalhexagonal boron nitride material*Wu Min 1)2) Fei Hong -Ming 1)2)† Lin Han 3) Zhao Xiao -Dan 1)2)Yang Yi -Biao 1)2)‡ Chen Zhi -Hui 1)2)1) (Department of Physics and Optoelectronics, Taiyuan University of Technology, Taiyuan 030024, China)2) (Key Laboratory of Advanced Transducers and Intelligent Control System, Ministry ofEducation, Taiyuan University of Technology, Taiyuan 030024, China)3) (Centre for Translational Atomaterials, Swinburne University of Technology, Victoria 3122, Australia)( Received 18 May 2020; revised manuscript received 12 July 2020 )AbstractTwo-dimensional (2D) hexagonal boron nitride (hBN) possesses many unique properties such as high mechanical strength and excellent chemical and thermal stability. The 2D hBN exhibits a wide bandgap in the UV region and optically-stable ultra-bright quantum emitters that make hBN a promising nanophotonic platform for quantum computing and information processing, especially in the visible wavelength range. Therefore, it is greatly important to build up different nanophotonic devices with different functionalities based on this material platform to achieve the integrated photonic chips. Among the devices, the integratable optical asymmetric transmission devices are important elements for functional quantum computing chips. Since hBN is a dielectric material, photonic crystal (PhC) structure is the most suitable in principle and allows on-chip integration with other photonic devices. In this study, we theoretically design an asymmetric transmission device based on 2D hBN PhC heterostructures in the visible wavelength range for the first time. Due to the relatively low refractive index of 2D hBN material (n < 2.4), we design a free-standing hBN PhC heterostructure to maximize the light trapping in the structure and minimize the propagation loss. The asymmetric transmission device is composed of two square-lattice 2D PhC structures, namely PhC 1 and PhC 2. We use the plane wave expansion method (PWM) to calculate the iso-frequency contours (EFCs) of the PhC structures to study the light propagation inside of the PhCs, which will propagate along the gradient of direction of the EFCs. We design the PhC structure in the way that the incident light beams from different angles can be self-collimated along the Г-X direction of the PhC 2 and coupled out. On the other hand, the backward incident light is blocked by the bandgaps of PhC 2. In this way, asymmetric optical transmission is achieved with high forward transmittance and contrast ratio. In addition, we further finely tune the structural parameters, including the lattice constant and column radius of the PhCs to optimize the performance by using the finite difference time domain (FDTD) method. The resulting 2D hBN PhC heterostructure achieves an asymmetric transmission in a wavelength range of 610–684 nm with a peak forward transmittance of 0.65 at a wavelength of 652 nm. Meanwhile, the backward transmittance is controlled to be 0.04. As a result, the contrast* Project supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant No. 61575138), the Young Scientists Fund of the National Natural Science Foundation of China (Grant No. 11904255), the Key R & D Program of Shanxi Province, China (International Cooperation) (Grant No. 201903D421052), and the Applied Based Research Program of Shanxi Province (Youth Fund), China (Grant No. 201901D211070).† Corresponding author. E-mail: feihongming@‡ Corresponding author. E-mail: yangyibiao_tyut@ratio can reach up to 0.95. The working bandwidth of the hBN PhC is 74 nm (T F > 0.5). In addition, the designed asymmetric transmission device has a small size of 11 µm × 11 µm, thus it is suitable for on-chip integration. Our results open up possibilities for designing new nanophotonic devices based on 2D hBN material for quantum computing and information processing. The design principle can be generally used to design other photonic devices based on 2D hBN material.Keywords: asymmetric transmission, two-dimensional hexagonal boron nitride, photonic crystal, heterostructurePACS: 85.60.Bt, 78.67.–n, 41.20.Jb, 42.70.Qs DOI: 10.7498/aps.70.20200741。
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
Cu2O
Cu2++e → Cu+ Cu++e → Cu Cu++20H- → Cu20+H2O
(1) (2) (3)
单层反蛋白石晶体- Cu2O
不同放大倍数下Cu2O反蛋白石结构的扫描电镜照片，模 板的粒径大小为370nm
1.1 相关概念介绍
光子晶体是一种介电常数随空间周期性变化 的新型光学微结构材料。 异质结是指两种不同的半导体相接触所形成 的界面区域。
不同周期结构的光子晶体组成的异质结叫做 光子晶体异质结。
1.2 研究 背景
光子晶体完全依靠自身结构就可实现带阻滤 波，且结构比较简单，在微波电路、微波天线等 方面均具有广阔的应用前景。 所以从事光子晶体的研究具有重要的意义。
• 2.3单层反蛋白石晶体的制备及其特性分析-TiO2
单层反蛋白石晶体-ZnO
用电化学沉积法制备ZnO反蛋白石结构
ZnO反蛋白石结构的光学照片，使用模板为370nm
单层反蛋白石晶体-ZnO
不同放大倍数下ZnO反蛋白石结构的扫描电镜照片
单层反蛋白石晶体-ZnO
Zn.u.)
由上图可知，氧化亚铜反蛋白石的沉积结 果与时间有关，沉积时间越长，模板上沉积的 反蛋白石越厚。
单层反蛋白石晶体-TiO2
以有机钛盐为原料，在有机介质中 进行水解 、缩合反应，使溶液经过 溶胶―凝胶化过程，得到凝胶，凝 胶经加热(或冷冻)干燥、高温处理， 得到成品。
单层反蛋白石晶体-TiO2
TiO2反蛋白石结构的光学照片，使用模板大小分别为 325nm；415nm
1.3 研究 现状
1 与纳米技术相结合，用于制造微米级的激光，硅 基激光；
2 与量子点结合，使得原子和光子的相互作用影响 材料的性质。 3 光子晶体光纤应用 ，光子晶体将成为未来所依 赖的新材料。
2单层反蛋白石晶体的制备及其特性
• 2.1单层反蛋白石晶体的制备及其特性分析-ZnO • 2.2单层反蛋白石晶体的制备及其特性分析-Cu2O
3.2 ZnO/TiO2双层反蛋白石结构
第一步，先在ITO衬底上沉积一层ZnO，电 解液采用0.1mol／L ZnNO3的水溶液。沉积温度 70℃，恒电位-1V，沉积30min。
第二步，在ZnO薄膜上沉积TiO2 。
3.2 ZnO/TiO2双层反蛋白石结构
ZnO/TiO2反蛋白石结构异质结的扫描电镜图片
3.2 ZnO/TiO2双层反蛋白石结构
ZnO/TiO2反蛋白石结构异质结的EDS ZnO/TiO2反蛋白石结构异质结 的扫描电镜图片 分析
总结
光子晶体对光的特殊调控性能受到越来越多科学 工作者的关注，并已经将这一性能应用到催化、光 传导、荧光增强、高灵敏检测等不同的领域。
随着全球范围内科学家的研究不断走向深入，相 信光子晶体材料将在人类未来的经济社会发展中发 挥越来越重要的作用。
3 双层反蛋白石晶体
• 3.1 ZnO/Cu2O双层反蛋白石结构
• 3.2 ZnO/TiO2双层反蛋白石结构
3.1 ZnO/Cu2O双层反蛋白石结构
第一步，先在ITO衬底上沉积一层ZnO，电 解液采用0.1mol／L ZnNO3的水溶液。沉积温度 70℃，恒电位-1V，沉积30min。
第二步，在ZnO薄膜上沉积Cu20 。
Wavelength(nm)
0.8
Reflecivity(a.u.)
0.6
0.4
0.2
0.0 0 200 400 600 800 1000 1200
Wavelength(nm)
PS微球模板制备的氧化锌反蛋白石结构的反射光谱，PS球 直径分别为：265nm，370nm
单层反蛋白石晶体-Cu2O
单层反蛋白石晶体-Cu2O的制备
由上图可以看出，由于模板本身的微裂纹和烧结 过程中纳米晶的体积收缩，反结构被分割成很多几十 微米大小的块状。
单层反蛋白石晶体-TiO2
上图是使用PS球粒径分别为415nm和180nm的模板所制备的 TiO2反蛋白石结构SEM照片。
单层反蛋白石晶体-TiO2
不同放大倍数下二氧化钛反蛋白石结构的扫描电镜照片 (模板微球粒径为325nm)
不同材料的光子晶体异质 结构
主要内容
1、课题研究的相关概念及研究背景
2、单层反蛋白石晶体的制备及其特性分析
3、双层反蛋白石晶体的制备及其特性分析 4、总结
1.1相关概念介绍
蛋白石具有面心立方的结构，折射率比较低。
反蛋白石结构就是在蛋白石结构的空隙中填充高 折射率的材料，然后通过去除蛋白石结构中的原材 料所形成的结构。