ZnO基二维光子晶体的带隙研究

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ZnO光子晶体的自组装工艺及带隙特征研究

益得到开发ｆ１］。与此同时，光子晶体的制备技术也得到了科技工作者的重视。目前，光子晶体的
制备方法主要包括微加工（钻孔和堆积方法）、
ａｒｒａｎｇｅｍｅｎｔｆｌａｔｎｅｓｓ，ｔｈｅｉｍｐａｃｔｏｆｐｅｉｒｏｄｉｃｔｉｇｈｔｎｅｓｓａｎｄｓｐａｃｅｌａｗ．Ｏｎｔｈｉｓｂａｓｉｓ，ｔｈｅｂａｎｄｇａｐｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｔｈｅｐｈｏｔｏｎｉｃｃｒｙｓｔａｌｕｎｄｅｒｖａｉｒｏｕｓｐｒｏｃｅｓｓｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓｗｅｒｅｅｘｐｌｏｒｅｄａｎｄｔｈｅｃｏｎｔｒｏｌｌａｂｌｅｐｈｏｔｏｎｉｃｂａｎｄｇａｐｐｒｅｐａｒｅｄｓｅｌｅｃｔｉｏｎ
ＣｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆＳｅｌｆ－ａｓｓｅｍｂｌｙＰｒｏｃｅｓｓａｎｄｔｈｅＢａｎｄＧａｐｏｆ
ＺｎＯＰｈｏｔｏｎｉｃＣｒｙｓｔａｌ
Ａｂｓｔｒａｃｔ：ＴｈｅＺｎＯｐｈｏｔｏｎｉｃｃｒｙｓｔａｌｓｗｅｒｅｐｒｅｐａｒｅｄｂｙｃｏｌｌｏｉｄａｌｓｅｌｆ－ａｓｓｅｍｂｌｙｐｒｏｃｅｓｓ，ｉｎｗｈｉｃｈＺｎ（Ａｃ）２ａｎｄＤＥＧｗｅｒｅ

光子晶体与光子带隙结构研究

光子晶体与光子带隙结构研究过去几十年里，光子晶体与光子带隙结构的研究一直备受关注。

这些研究不仅对于理解光的传播和控制，还具有广泛的应用前景，例如在光子学器件和光通信领域。

光子晶体是一种具有周期性折射率变化的光学介质，其导致了特殊的光学性质。

而光子带隙则是光子晶体中禁止光的一定频率范围，类似于半导体物质中的电子带隙。

下面将探讨光子晶体的基本原理以及光子带隙结构的研究进展。

光子晶体的基本原理是通过周期性的介质折射率变化来控制光的传播。

在一维光子晶体中，介质的折射率具有周期性的变化。

当光传播的波长与光子晶体的周期相匹配时，光会被光子晶体中的周期性结构所衍射。

这种衍射效应导致了光子晶体中的光子带隙。

光子带隙可以理解为光在空间中的一种传播受限。

在光子晶体中，光传播的波长必须满足特定的条件才能通过光子晶体。

波长较短的光无法通过较大的周期性结构，而只能在晶格中传播。

这样，光子晶体在特定的频率范围内形成光子带隙，其中不允许光的传播。

这种性质使得光子晶体成为强大的光学控制工具。

光子带隙结构的研究在过去几十年里取得了巨大的进展。

最初，光子带隙的发现和研究主要集中在二维光子晶体中。

通过纳米加工技术，科学家们成功地制造出了具有微米尺寸的周期性结构，从而实现了光子带隙的控制。

这些二维光子晶体具有独特的光学性质，例如低折射率、高透明度和光子带隙的存在。

随着技术的发展，人们开始研究更加复杂的三维光子晶体。

三维光子晶体不仅具有二维光子晶体的性质，还能在更大的波长范围内控制光的传播。

这种控制不仅可以实现光子带隙，还可以在光子晶体中形成多种复杂的光学模式。

这为光学材料的设计和应用提供了新的可能性。

光子带隙结构的研究还涉及到材料的选择和制备技术的发展。

目前，人们正在研究各种材料，例如半导体、金属和聚合物，以实现特定波长范围内的光子带隙。

同时，纳米加工技术的进步也为制造具有复杂结构的光子晶体提供了可能。

除了基础研究，光子带隙结构在实际应用中也具有广阔的前景。

二维光子晶体完全光子带隙的优化设计

二维光子晶体完全光子带隙的优化设计刘茂军;周莹;王丽;马季【摘要】应用平面波展开法推导二维光子晶体横磁场模式和横电场模式主方程,得到两种模式下的二维光子晶体完全带隙,并研究二维光子晶体完全带隙宽度及中心频率位置随填充比和背景介质介电常数的变化规律,从而实现二维光子晶体完全光子带隙的优化.%We used the plane-wave expansion method to derive the master equation of two-dimensional photonic crystal for transverse magnetic mode and transverse electric mode,and obtained the complete photonic-band-gap of two-dimensional photonic crystal for two modes.We studied the change rule of filling ratio and dielectric constant of background medium with the complete photonic-band-gap width and center frequency location of two-dimensional photonic crystal.Thus,the optimal design of the complete photonic-band-gap was realized.【期刊名称】《吉林大学学报（理学版）》【年(卷),期】2017(055)005【总页数】5页(P1292-1296)【关键词】二维光子晶体;平面波展开法;完全光子带隙【作者】刘茂军;周莹;王丽;马季【作者单位】吉林师范大学物理学院,吉林四平136000;吉林师范大学物理学院,吉林四平136000;吉林师范大学物理学院,吉林四平136000;同济大学物理科学与工程学院,上海200092【正文语种】中文【中图分类】O436光子晶体是介电常数受空间位置周期性调制的光学微结构, 具有光子局域态和光子禁带, 在新型光电器件、光学传感、高效低损耗反射镜、光子晶体微谐振腔及高效率发光二极管等领域应用广泛[1-9]. 光子晶体的理论研究方法主要有传输矩阵法、时域有限差分法和平面波展开法等[10-12]. 其中, 平面波展开法是研究光子晶体带隙结构的主要方法. 本文将电磁场在倒格矢空间内展开为平面波叠加的形式, 进而将Maxwell方程组化为一个本征方程, 通过求解本征值得到相应的本征解, 即得到在光子晶体内存在的本征模式. 平面波展开法优点在于能快速得到本征模式的电磁场分布以及光子晶体的带隙结构, 计算各种理想结构光子晶体带隙所得结果准确且高效[13]. 根据平面波展开法得到的光子晶体带隙结构可考察能带结构、禁带宽度以及各光子态之间的关系等光学特性[14]. 对于某个偏振态, 若在一定频率范围内不存在对应的模式, 则称其为该偏振态的光子带隙. 对于两个偏振态, 若在一定频率范围内均不存在对应的模式, 则称其为完全光子带隙[15]. 完全光子带隙的宽度与位置均决定了该光子晶体的应用性能, 因此对于光子晶体完全带隙的优化设计研究有一定的意义. 本文用平面波展开法计算两种模式下二维光子晶体的完全带隙, 并讨论填充比及背景介质介电常数对二维光子晶体完全带隙的影响.光在电介质内的传播遵循Maxwell方程, 假设构成二维光子晶体介质为无源介质, 则Maxwell方程为：对于非磁性材料光子晶体, 有所以, Maxwell方程组可表示为：其中ε(r)为二维光子晶体的介电常数, 受空间位置的周期性调制, 二维情况下可记为ε(r∥).对于横磁场模式(TM模式), 电磁场为:其中r∥=xi+yj. 将式(11),(12)代入式(9),(10), 有将式(13)～(15)中的时间项、Hx和Hy消除后可得式(16)即为TM模式对应的主方程.对于横电场模式(TE模式), 电磁场为:将式(17),(18)代入式(9),(10), 有将式(19)～(21)中的时间项、Ex和Ey消除后可得式(22)即为TE模式对应的主方程.根据二维光子晶体介电常数的周期性分布, 有其中在求解主方程时, 可将1/ε(r∥)在倒易空间进行Fourier展开其中: G∥=l1b1+l2b2为倒易空间内的二维矢量; K(G∥)为1/ε(r∥)的Fourier系数, 为二维光子晶体的填充比, ac为二维光子晶体原包面积, J1为一阶Bessel函数.对二维光子晶体完全光子带隙进行数值分析, 通过参数调节得到二维光子晶体完全光子带隙宽度及其完全带隙中心频率位置的变化规律, 从而实现完全光子带隙的优化设计. 二维光子晶体的基本参数为：背景介质介电常数εb=11.56, 空气柱εa=1, 空气柱在空间为正方结构排列, 如图1所示. 空气柱半径ra=0.45a, a=10-6 m为晶格常数, 填充比k=0.636 2.二维光子晶体结构的完全光子带隙如图2所示. 由图2可见: 当f=0～0.8ω时, TM 模式比TE模式有更宽的带隙, 二者重合的部分称为完全光子带隙; 该结构具有宽为Δ ω=0.057ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.452ω, Δ ω/ωmid=12.61%.填充比对完全光子带隙结构的影响如图3所示. 由图3可见: 当f=0～0.8ω时, TM 模式比TE模式有更宽的带隙; 当k=0.536 2时, 该结构不存在完全光子带隙; 当k=0.636 2时, 该结构具有宽为Δ ω=0.057ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.452ω, Δ ω/ωmid=12.61%; 当k=0.736 2时, 该结构具有宽为Δω=0.089ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.475ω, Δ ω/ωmid=18.74%; 该结构二维光子晶体的完全光子带隙宽度随填充比的增大而增大, 且完全光子带隙中心频率的位置发生蓝移.背景介质介电常数对完全光子带隙结构的影响如图4所示. 由图4可见: 当f=0～0.8ω时, TM模式比TE模式有更宽的带隙; 当εb=10.24时, 该结构具有宽为Δω=0.036ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.467ω, Δ ω/ωmid=7.71%; 当εb=11.56时, 该结构具有宽为Δ ω=0.057ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.452ω, Δ ω/ωmid=12.61%; 当εb=12.89时, 该结构具有宽为Δω=0.071ω的完全光子带隙, 中心频率ωmid=0.438ω, Δ ω/ωmid=16.21%; 该结构二维光子晶体的完全光子带隙宽度随背景介质介电常数的增大而增大, 且完全光子带隙中心频率的位置发生红移.综上, 本文用平面波展开法推导了二维光子晶体的主方程, 并对二维光子晶体完全光子带隙进行了数值分析, 通过调节参数, 得到了正方晶格二维光子晶体完全光子带隙的宽度和位置的变化规律. 结果表明: 增大填充比可使完全光子带隙的宽度增加, 完全光子带隙的位置蓝移；增大背景介质介电常数可使完全光子带隙的宽度增加, 完全光子带隙的位置红移.【相关文献】[1] Yablonovitch E. Inhibited Spontaneous Emission in Solid-State Physics and Electronics [J]. Phys Rev Lett, 1987, 58(20)： 2059-2062.[2] John S. Strong Localization of Photons in Certain Disordered Dielectric Superlattices [J]. Phys Rev Lett, 1987, 58(23)： 2486-2489.[3] Dutta H S, Goyal A K, Srivastava V, et al. Coupling Light in Photonic Crystal Waveguides: A Review [J]. Photonics and Nanostructure-Fundamentals and Applications, 2016, 20： 41-58.[4] Banerjee P P, Nehmetallah G. Linear and Nonlinear Propagation in Negative Index Materials [J]. Journal of the Optical Society of America B, 2006, 23(11)： 2348-2355. [5] REN Mingliang, LI Zhiyuan. Enhanced Nonlinear Frequency Conversion in Defective Nonlinear Photonic Crystals with Designed Polarization Distribution [J]. Journal of the Optical Society of America B, 2010, 27(8)： 1551-1560.[6] FANG Yuntuan, NI Zhiyao, XU Qingsong, et al. Transformation of Unidirectional Modes and Split of Channel through a Cross Waveguide [J]. 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二维光子晶体带隙结构的研究

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，ｈｈｎＵｎｖｒｋＷｕａ４０７ＷｕａＪｅｓｙ，ｈｎ３０２）
ｔｔＡｙｔｍａｉｈｏｅｉａｎｖｓｇｔｒ：ｓｓｅｔｃｔｅｒｔｌｉｅ６ａｉｉｍｄｅｔｋｒｎｏｄｅｏｍｏｄｌｈａｃｏｎｓＬｒａｅＪｉｒｒｔｅｔｅｂｎｇａｍｎ】ｔｐｃⅢ ｏｗｏ— ｄｍｅｓｏａｅｏｄｃｆｔｉａｉｎ］ｐｒｉｉ
自ＥＹａｔｏｋｈ和Ｓｊｈｔｊ１８．ｂｎｖｃ… ｏｏｎ２在９７年分别独立提出光子晶体（ｈｔａｒｓａｓ的概念后，独特的ｐｏｏｉｃｙｔｌ）ｃ其光学特性及潜在的广泛应用吸引了众多学者的研究兴趣。在这种人造的一维、维、维的具有周期性结构二三的电介质材料，者称为ＰＧ村料中，或Ｂ某些频率的电磁波是被完垒禁止传播的．常将这些被禁止的频率区通间称为“ 子禁带 ” ｐｏｏｆａｄｇｐ。由于光子晶体光（ｈｔｔｃｂｎａ）ｉ
ＳｔｄｙｏｗｏｄｉｅｓｉｎａｕｆｔｍｎｏＩｐｈｏ０ｃｂａｄａｐｓｒｔｒｔｎｉｎｇｔｕｃｕｅ
Ｌｉｎｕｇ “ Ｏｅｎｆｇｇｇａｎ￣ｍｎ，ｇＸｉｔｍｇ
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维普资讯
《光杂志｝０２年第２激２０３卷第２期
ＬＥＪＡＳＲＯＵＲＮＡＬ（ｌ３Ｎ．０２ｖｏ，．ｏ２２０）２

二维金属型光子晶体带隙研究

二维金属型光子晶体带隙研究
杨波，梁静秋梁中翥崔乃迪，，，周建伟－强王维彪一，７永，
（．１中国科学院长春光学精密机械与物理研究所应用光学国家重点实验室，吉林长春１０３３０３；
２中国科学院研究生院，京１０３）．北００９
其可以简便而有力地限制和调控光子。Ｙｂｏｏａｌｎ —
们的波的能量集中在空气区（景介质）背。金属型
光子晶体与半导体介质型相比，很多优良特性。有
ｖｃｉｈ和Ｊｈ早于１８ｔｏｎ最９７年分别提出了光子晶体的概念］。光子晶体的产生有着重大的科学意义。
维的¨
，维的也基本上以正方形为晶二
基金项目：国家自然科学基金资助项目（ｏ６８７３）Ｎ．０７０１资助。作者简介：杨波（９７一）男，１８，硕士研究生，要从事红外金主属光子晶体及器件方面的研究。Ｅｍｉｙｎｂ８２＠１３ｅｍ－ａｌａｇｏ１３６．ｏ：收稿日期：００１－２１—０２９
目前，子晶体主要应用在光通讯、光器、子器光激光件等领域，正在逐步向光计算方面发展。光子晶现
首先，Ｅ极化波来说，零频率和截止频率之间对在
有一个很宽的光子带隙，而半导体介质型不存在；其

二维六边形晶格光子晶体的带隙研究

ＶｏＩ６Ｎｏ．．２
Ｍａ．２０７ｒ０
文章编号：０８９０（０７０ —０１ —０１０ — ４３２０）２１２５
二维六边形晶格光子晶体的带隙研究
曹小华，汪冬燕庄飞，
（．州师范大学物理系凝聚态物理研究所，１杭浙江杭州３０３；．１０６２浙江大学城市学院，江杭州３０１）浙１０５
在高频区产生大约００４９ａ２ｃ的较大光子晶体带隙［。飞等人［模拟计算二维各项异性六角排列．４ｃ／ｎｏ】，。庄】 ¨
光子晶体的最大禁带达到００５ａ２ｃ．６ｃ／ｎ．ｏ为寻找最优化交叠的光子能带隙结构，在此通过改变六边形晶格光子晶体的介质柱的材料、状及其形
２数值模拟和比较
能量会有带状结构，与带之间会出现光子带隙，率落在带隙中的光子不能在晶体中传播．带频
在二维光子晶体的结构中，电磁波可以分解成Ｅ和Ｈ一化模．Ｍ模（ｒｎｖｒｅｍａｎｔｄ横一极Ｔｔａｓｅｓｇｅｉｍｏｅｃ
大小，用平面波展开法，运利用ＢｎＳＶＥ软件对六边形晶格光子晶体进行数值计算，出了以不同介ａｄＯＬ给
质作为本底，由圆柱、正方直柱和六角形直柱空气孔构成的六边形晶格光子晶体都出现了完全光子带隙结构，并对模拟结果进行分析比较，为二维光子晶体的制备和应用提供理论依据．

二维正方六边柱形光子晶体带隙结构研究

电函数的倒格矢空间以平面波的形式叠加展开，将Ｍａｗｌｘｅｌ
● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ．． ● ● ● ● ● ● ● ● ● ◆ ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ● ●
基于平面波展开法的思想，可以得出计算ＴＥ模和ＴＭ
模能带的本征方程ｔ３１：
ｒ２１
取占空比ｆ０，＝．根据方程（）（）可以计算出上述光子４１和２，晶体的能带结构如图２所示（纵坐标为归一化频率ｔ／ｃ）ｏ２ｒ。ａｃ由图２可知，Ｔ模式下出现三条带隙，在Ｅ其归一化频率位置分别为：．６７０１８５０１５５．１５０９４－．８２０６４－．４，．９－１０，．９２２０，００２０８１０５对应带宽分别为：．１８０５１，．８００４９，０５００５６；在Ｔ０．０Ｍ模式下出现
Ｔ模：一，十），）ｌｏ１Ｍ ∑ｌ（（一，（（（）占＿＝）
Ｔ模 ∑ｌ（Ｋ（＋）ｃＥ：【（，Ｇ，一一）＋）若
Ｊ
１（０２（＝）
其中，ｓ为介电常数，Ｇ为倒易空间内的二维矢量，Ｇ，Ｋ

ZnO光子晶体的制备和光学特征

[Article]物理化学学报(Wuli Huaxue Xuebao )Acta Phys.鄄Chim.Sin .,2007,23(11)：1667-1670November Received:June 29,2007;Revised:July 19,2007;Published on Web:September 6,2007.∗Corresponding author.Email:qfzhang@;Tel:+8610⁃62761333.国家自然科学基金(60471007,90406024,50672002)资助项目ⒸEditorial office of Acta Physico ⁃Chimica SinicaZnO 光子晶体的制备和光学特征王全张琦锋∗孙晖张俊艳邓天松吴锦雷(北京大学信息科学技术学院,纳米器件物理与化学教育部重点实验室,北京100871)摘要：通过制备过程中严格分离晶核的形成和生长两步骤,成功获取了直径一致的单分散ZnO 胶体球,并通过控制晶核的数量来调节胶体球大小.利用扫描电子显微镜和X 射线衍射仪对其进行了结构和成分表征.通过加热条件下的重力场自组装,把ZnO 单分散胶体球的浓缩液滴到140℃下的各种不同的基底上,随着溶剂蒸发,胶体球自组装成光子晶体,最后测量了光子晶体的光透过率,胶体球直径为220、250nm 的光子晶体分别具有对应着中心波长为460、540nm 的光子带隙.关键词：ZnO;光子晶体;光子带隙中图分类号：O648;O433Growth and Optical Characteristics of ZnO Photonic CrystalsWANG QuanZHANG Qi ⁃Feng ∗SUN Hui ZHANG Jun ⁃Yan DENG Tian ⁃Song WU Jin ⁃Lei(Key Laboratory for the Physics and Chemistry of Nanodevices of the Ministry of Education,School ofElectronic Engineering and Computer Science,Peking University,Beijing 100871,P.R.China )Abstract ：Monodispersed ZnO spheres were produced by strictly isolating the formation and growth of crystal nuclear,and the sphere diameters were controlled by varying the amount of the crystal nuclear.Photonic crystals (PCs)were produced from ZnO spheres by using a kind of sedimentation self ⁃assembly process.The concentrated reaction solution was dropped onto a substrate typically at 140℃,and as the solvent evaporated,the particles spontaneously assembled into periodic structures.By measuring the normal ⁃incidence transmission spectra,the photonic band gap (PBG)of our periodic structures was observed,the PCs assembled by monodisperse ZnO spheres with diameters of 220and 250nm corresponded to the PBG with the center wavelengths of 460and 540nm,respectively.Key Words ：ZnO;Photonic crystal;Photonic band gap自从1987年Yablonovitch [1]和John [2]分别提出“光子晶体”的概念以来,光子晶体就因其可能具有的各种优良的性能,一直成为人们关注的热点[3].光子晶体是一种具有周期性介电常数、内部结构成周期有序排列的晶体,因为光子晶体使在其中传播的光受到周期性介质的调制而具有光子禁带.光子禁带的存在使频率在禁带范围内的入射电磁波无法从光子晶体中出射,这使得光子晶体在光电子领域内具有巨大的应用潜力,光子晶体在光反射镜、光波导、光子晶体光纤、光开关、低阈值激光器和发光二极管等[4-9]领域都已经有了一些应用,但要实现大规模的实用化,还需要宏观大范围光子晶体制备技术的突飞猛进.目前国际上研究光子晶体的理论性文章较多,而实验性文章较少,这是由于光子晶体的制备较困难,光子带隙的实验结果还不够理想.光子晶体的制备主要有两大类方法:微加工和自组装[10-14].微加工方法不仅复杂,成本高,而且对实验室的软硬件都有很高的要求,相对于微加工方法,自组装方法则相对简单和快速.通过将单分散的胶体粒子自组装而形成三维光子晶体,其具有与天然蛋白石相同1667Acta Phys.鄄Chim.Sin.,2007Vol.23的立方密堆积结构,被称为人工蛋白石.在光子晶体自组装领域,由于对材料本身的透光性能,以及材料纳米单分散胶体粒子的合成都有比较严格的要求,因而目前只有少数几种材料被应用于光子晶体的自组装制备,如二氧化硅(SiO2)、聚苯乙烯(PS)、聚甲基丙烯酸甲酯(PMMA)和硫化锌(ZnS)等[15-19].为了使得光子晶体的研究能够更快更深入地发展,找到更多合适的材料是一个需要尽快解决的问题,关于二氧化钛(TiO2)、硒(Se)、硫酸钡(BaSO4)等材料单分散胶体球合成的研究已有报道[20,21].氧化锌(ZnO)是一种优良的宽禁带半导体,相对于二氧化硅、聚苯乙烯(折射率都约为1.5),ZnO具有相对更高的折射率(约为2.1-2.2),并且它的其它光学性能也很优良,目前关于氧化锌在光子晶体中的研究的相关报道还较少[22],因此对于ZnO在光子晶体方面的研究将是一件很有意义的事情.本文将讨论单分散ZnO纳米胶体球的制备及其自组装,并测量了ZnO光子晶体的光学特性曲线.1实验在设计胶体球制备实验时,把获取单分散(即直径大小一致)的纳米小球作为首要任务,为此设计了如下两个步骤的制备方法:第一步,把0.01mol的醋酸锌(Zn(CH3COO)2)·2H2O)和100mL一缩二乙二醇(diethyleneglycol,DEG)混合,在冷凝回流装置中加热到160℃,持续加热并搅拌1h后冷却至室温,将获得的胶体溶液在离心机中作离心处理后,提取上层清液并保留以备下一步使用;第二步,配置一份跟第一步一样的溶液,在冷凝回流装置中加热到140℃时,根据需要加入适量的第一步骤中回收的清液,然后继续加热到160℃,在此温度下持续加热并搅拌1h,得到胶体球悬浊液.在用ZnO胶体球制备光子晶体时,采用改进了的加热条件下重力场自组装法.即在低于溶液成核反应温度的140℃下,先加热浓缩ZnO纳米胶体球悬浊液,然后把获得的浓缩液滴到140℃的石英或者硅基底上,在溶剂缓慢蒸发的过程中,ZnO胶体球在基底上完成自组装.使用PHILIPS公司生产的XL30SFEG扫描电子显微镜(SEM)进行光子晶体的形貌扫描及EDX 能谱分析,使用DMAX⁃2400X射线衍射仪(XRD)进行晶体结构分析,利用经实验室改装的HITACHI 公司生产的F⁃4500荧光光度分光计测量光子晶体的光学特性曲线.2结果与分析在ZnO胶体球制备的第一步骤中,当醋酸锌和一缩二乙二醇的混合悬浊液在搅拌情况下被加热到135℃时,醋酸锌逐渐全部溶解,继续加热到145℃左右时,透明溶液开始变色,随着温度的继续升高,逐渐变成乳白的浑浊液,也即溶液中的醋酸锌和一缩二乙二醇开始反应,不断形成ZnO晶核,并在此基础上开始生长.在第二步骤中,当溶液温度达到140℃时加入清液后,溶液立即由透明变成浑浊液,而不需要温度升高到145℃才发生反应,在继续加热到160℃的过程中,溶液慢慢变成乳白色悬浊液.图1是胶体球制备实验中第一步骤所获得胶体球的SEM图像,胶体球大小不一,是多分散的.从晶体的生长理论可知,在晶体形成的过程中会经历晶核生成和晶核生长两个过程.在第二个过程中,若使用了籽晶,则不存在成核的过程[23],会直接在籽晶基础上开始生长.在本实验中,通过把胶体球制备实验过程分为两个步骤,从而把ZnO胶体球的成核和生长过程分离,这是我们最终获得单分散ZnO胶体球的关键.在实验的第一步骤中,当溶液温度达到145℃后的1个多小时的反应过程中, ZnO晶核的形成和生长都是同时持续发生,使得不同胶体球之间的生长时间不同,因此反应获得的胶体球是多分散的.但通过在第一步骤中分离出清液从而取得晶核(即籽晶),在第二步骤的加热过程中严格地监控溶液温度,在溶液达到反应温度之前的140℃时加入清液来提供胶体球生长所需晶核,使第二步骤中不再发生晶核的生成,并且让清液提供的晶核同时同速进行生长,以保证生长后得到直径一致的胶体球.使用这种两步骤方法还具有另一个优点,可以通过控制加入清液的量来控制晶核的数图1多分散的ZnO胶体球的SEM图像Fig.1SEM image of polydisperse ZnO colloidal spheres1668No.11王全等：ZnO 光子晶体的制备和光学特征量,进而达到粗略地控制在第二步骤中获得的单分散ZnO 胶体球直径大小的目的,可以在200-650nm 范围内获得直径一致的单分散胶体球样品.使用离心机在4000r ·min -1的转速下对第一步骤所获得的胶体球悬浊液进行离心处理约3h,把获取的上层清液12、7、5l 、3mL 分别加入第二步骤中,获得的胶体球,直径依次为220、440、500和650nm.在制备纳米胶体球后,对其进行了EDX 能谱分析,其结果如图2所示,证明使用该方法所获取的材料确实是由Zn 和O 元素组成,但存在一定的氧缺位.XRD 测量结果如图3所示,其与ZnO 纤锌矿结构的标准XRD 谱一致,说明ZnO 胶体球具有纤锌矿结构.在ZnO 胶体球自组装成光子晶体时,因为醋酸锌和一缩二乙二醇反应后所得的溶剂并不能对各种基底(硅片、石英玻璃等)形成很好的浸润,在溶剂蒸发的过程中胶体球会由于溶剂表面的不断缩小而使胶体球被附带着聚集到基底上的一个很小的区域,不利于光学性质的测量,所以在使用ZnO 胶体球组装光子晶体时,所用的方法与传统重力场下的自组装有所不同.在将ZnO 胶体球悬浊液用于自组装之前,先把悬浊液进行浓缩处理,随着胶体球浓度的增大,在把浓缩液滴到140益的基底上进行自组装时,由于基底上胶体球的数量与浓缩前进行自组装相比大大增加,大量胶体球之间及其与基底之间存在的相互作用将使溶剂蒸发时表面力对胶体球的影响被削弱,溶剂蒸发时表面力造成胶体球集聚到基底表面一个微小区域的情况不再发生,而在整片基底上都能均匀沉积并自组装成有序结构.胶体球制备实验中第二步骤所获得的胶体球如图4所示,胶体球的大小一致,是单分散胶体球.图4为用扫描电子显微镜获得的胶体球自组装结果的形貌像,从图中可图2ZnO 胶体球的EDX 能谱图Fig.2EDX pattern of ZnO colloidalspheres图3ZnO 胶体球的XRD 谱Fig.3XRD pattern of ZnO colloidalspheres图4ZnO 光子晶体的SEM 图像Fig.4SEM image of ZnO photonic crystals图5不同直径胶体球光子晶体的透射谱Fig.5Transmission spectra for ZnO photonic crystals with various sizescolloidal spheres diameter (d ):(a)220nm,(b)250nm(a)(b)1669Acta Phys.⁃Chim.Sin.,2007Vol.23以看出,ZnO胶体球自组装成蛋白石结构.当光入射到光子晶体中时,将受到三维周期性胶体球阵列的散射.在蛋白石结构的光子晶体中, Bragg散射理论可表达为下式[24,25]:λ=2×0.816d n2-sin2θ姨(1)式中,λ为带隙中心波长,n为晶体的有效折射率,d 为胶体球的直径,θ为入射光路与光子晶体表面法向之间的夹角.在光作垂直入射时,θ=0,公式(1)就简化为下式:λ=2×0.816dn(2)由(2)式可知,光子带隙中心波长是与胶体球的直径相关的,随着胶体球直径的增大而增加.对获得的蛋白石结构光子晶体进行了垂直入射光透射谱测量,结果如图5所示.胶体球直径为220、250nm的光子晶体分别具有对应着中心波长为460、540nm的光子带隙,实验结果与此相符合.3结论把ZnO胶体球的制备实验严格分为晶核形成和晶核生长两个步骤,获得了单分散(直径一致)胶体球,并通过控制第二步骤中加入晶核的数量来控制胶体球的大小,获得了直径大小在200-650nm范围的单分散胶体球.使用在140℃下加热蒸发单分散ZnO胶体球浓缩液的方法,在不同基底上获得ZnO光子晶体,通过调节胶体球的大小来控制光子晶体的带隙位置,胶体球直径为220、250nm的光子晶体分别具有对应着中心波长为460、540nm的光子带隙.References1Yablonovitch,E.Phys.Rev.Lett.,1987,58(20):20592John,S.Phys.Rev.Lett.,1987,58(23):24863Busch,K.;Lolkes,S.;Wehrspohn,R.B.;Foll,H.Photoniccrystals:Advances in design,fabrication,and 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晶体在激光器、波导器件、光光滤波器及未来全光器
０引言
光子晶体是一种周期性的介质材料或金属结构，电磁波在光子晶体内部传输的特性类似于电
件等方面具有广阔的应用前景。一般来说，子晶光体的带隙越宽，其性能越好。
光子晶体按能隙空间分布的周期性变化方向的