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光子晶体中的非线性
摘要
光子晶体提供了模拟和控制光流的新概念和机会。在本文中，我将回顾一些我们的实验，以利用光子晶体的独特性质来增强非线性光学过程，或者使用非线性光学过程来调节光子晶体的某些光学性质。举例说明了1-D和2-D系统相关的二次谐波产生，Kerr非线性和等离子开关。
关键词：光子晶体，非线性光学，开关。
- 介绍
光子晶体是具有1、2或3d尺寸的周期性介电结构，其周期和光的波长一个数量级。这些材料的周期性显著地改变了光的色散性质，例如在均匀介质中未观察到的缓慢传播的方式或弯曲光。周期性和相关的布拉格散射也导致一个或多个光子带隙的形成，光子晶体带隙指的是在一定频率范围内光线不能在一个或所有方向上传播，这个频率范围由材料的维度，组成和结构以及光的偏振所决定[1]。这种新型材料在微光电路，新型激光器和大量线性光学元件具有相当的应用前景[2]，这些材料也可以表现出新的或增强的非线性光学效果。很明显的，基本的非线性光学研究以及应用都可以从对这些非线性光学性质的研究中得到启发。在本文中，我将讨论一些使用1、2或3维材料来增强非线性光学效应的方法，并将给出我们已经进行的一些最近的实验的结果。由于与本文的长度限制有关的原因，不能给出细节; 在文章末尾的参考文献中可以找到更全面的解释和说明。
- 一般原则
光子晶体具有几种特性，使其成为非线性光学现象的有利材料。对于许多非线性光学过程，如谐波发生，不同光束的相位匹配是要实现高转换时要考虑的重要因素。对于光子晶体，周期性本身就导致均匀介质严格的相位匹配条件的松弛，对于光子晶体，准动量只需要保守在互逆晶格矢量内。这种效应对于使用可以被认为是1-D光子晶体材料的周期性极化材料的人来说已经是众所周知的。2-D和3-D材料提供了额外的自由度。由于光子晶体的光子色散关系与均相介质的光子色散关系不同，并且实际上可以通过几何参数或材料组成来控制，也可以来设计光子晶体，以实现对某些光频范围的相位匹配。然而严格来说，可以使用或设计光子晶体来实现相位匹配来增强非线性光学过程的这种方式，纯粹是来自几何和线性光学性质。
然而，即使对于不需要相位匹配的非线性光学处理，例如简单二光子吸收或光学克尔效应，晶体的色散关系可能导致慢速的群速度，其具有空间和时间压缩入射在晶体上的光脉冲的作用，这就会导致电场增强的结果， 因此增强了非线性光学过程。此外，可以使用晶体的缺陷模式来增强非线性光学过程。在下面的例子中，给出了我们如何在半导体制造的1-D和2-D光子晶体中使用上述一些效果的例子。
- LIGHT光切换
当目标是实现全光切换时，目前人们通常寻求改变材料的折射率以改变反射率，透射，偏振态等。分别通过Drude或Ken效应创建真实载体或虚拟载体，可以最容易地在半导体中引起折射率的变化。人们可以将它们看作光与物质的共振与非共振相互作用。在前一种情况下，通过吸收带隙辐射产生电子空穴，并且材料的介电常数以与载流子密度和探测波长的平方成正比的方式降低[3]。在红外线中，感应变化可能相当大，并且可以在与光脉冲的上升时间相关的时间尺度上感应。另一方面，光学克尔效应会导致介质的折射率的变化，这是真正的非线性的，因为它来自第三阶非线性光学过程。因为泵和探头光束通常具有低于半导体带隙的光子能量，所以不会引起真实的跃迁或载流子，并且其效应实际上是瞬时的，尽管由于非共振相互作用而弱。在一组实验中，我们能够在由大孔硅制成的2-D光子晶体中实现基于Drude效应的切换（见图1）。
图1.大孔径二维硅光子晶体：相邻气缸的中心之间的偏差约为Ium。
材料[4]由纯硅主机中的气瓶的六边形阵列组成。 相邻圆柱体中心之间的距离约为1um。这种结构具有在1.9和2.3um之间的带隙，导致该区域的高反射率。高反射率区域的宽度和边缘当然取决于通过摄像机注入可以修改的介电对比度。我们能够通过用800nm光光学泵浦硅骨架来移动1.9um的边缘，其光子能量远高于硅带隙（1.1um）。当我们用150 fs光通量达到3 mJcm#39;2的光脉冲这样做时，我们观察到1.9um的反射率边缘（由探针脉冲监测）转移到较低的波长多达30nm。如预期的那样，反射率变化的上升时间是光脉冲宽度。但是，下降时间至少是几十皮秒与电子空穴对的重组动力学一致。为了减少这些光诱导的变化的恢复时间，必须赋予更快的重组中心。我们目前还在实验中通过Ken效应来观察2-D硅材料的切换效应。
为了在系统中观察到可能对设备应用更为重要的更快的切换行为，我们在嵌入在波导中的I-D AlGaAs光子晶体中进行了实验[5]。1-D光子晶体由AlGaAs和空气的替代板组成。通过使一半的中心板坯比周围的板坯稍厚一些，在光子带隙内产生一个漏光缺陷模式，在这个光子带隙内可以捕获光，并增加电场。这类似于Fabry-Perot谐振器的“泄漏模式”。 对于我们的特定结构，泄漏模式具有以1.5um为中心的10nm透射带。可以以下列方式将此泄漏模式用作光开关的一部分。在光子晶体结构经历改变其光谱的自相位调制之前，在波导内传播的强光脉冲。取决于光脉冲的中心波长相对于光子晶体的透射率峰值的相对位置，或多或少地发射特定波长的光。通过这个简单的原理，可以制造光开关。
- 增强光子晶体中的谐波生成
我们进行的第三组实验涉及光子晶体波导中的增强二次谐波（SHG）生成[6]，我们使用的特定波导由具有通过AIAs的湿氧化生产的Al-氧化物覆层所支撑的具有空穴孔（GaAs层）的正方形格子的2D光子晶体膜组成。所使用的样品通常具有770nm的间距，320nm的孔直径，140nm的孔深度和1.0mu;m的包层厚度。外延层生长沿lt;100gt;方向，从而使来自周围介质和底物的任何背景SHG最小化。这种结构尤其支持许多泄漏模式，其在波导内共振，但是弱耦合到周围的均匀介质。再次，这种模式类似于1D法布里 - 珀罗结构的泄漏模式。我们使用的特定结构被设计为支持接近1.9um的s偏振入射脉冲和p偏振二次谐波光的相位匹配。
在实验中，s偏振宽带光脉冲从波导的空气侧入射。取决于脉冲的入射角，光可以共振（通过泄漏本征模）或非共振耦合到导向器中。类似地，所生成的二次谐波光也可以共振地耦合到另一泄漏本征模式，或者不耦合到这种模式，实验上，我们观察到所有四种情况的光学转换（共振谐振，非共振谐振，谐振非共振和非共振非共振）。在谐振谐振情况下观察到最高程度的增强，在这种情况下，与非谐振非共振情况相比，我们观察到SHG光的增加大于1200倍。整体的增强程度受到光束的空间光谱和泄漏本征模的有效Q的影响，并且可能会被高得多。
5.结论
光子晶体为增强非线性光学过程提供了新的范例。媒体的周期性和特定的色散曲线为实现相位匹配提供了新的自由度。其次，对于不同几何形状的色散曲线本身允许高Q值行为，甚至可以降低群速度以允许电场增强和高的光学转换效率。由于光子晶体结构提供的设计能力，还有许多途径可以探索。
致谢
作者衷心感谢与Stewart：Aitchison，Stefan Linden，Jeff Young，Alan Cowan，Jessica Mondia，Stephen Leonard，Joerg Schilling，Ralf Wehrspohn和U. Gosele等合作的许多人的合作。
参考
[1] A.Blanco,E.Chomski,S.Grabtchak,M.Ibisate,S,John,S.W.Leonard,C.Lopez,F.Meseguer,
H.Miguez,J.P.Mondia,G.Ozin, O. Toader and H.M. van Driel, Large,Scale Synthesis of a Silicon Photonic Band Gap Material with a Complete Three Dimensional Band Gap at 1.5 Micrometers, Nafure, 405, 437-440, (2000).
[2] F.Genereux, S.W. Leonard,H.M.van Driel, A. Bimer and U.Gosele, Large,Birefringence in Two-dimensional Silicon Photonic Crystals, Phys. Rev. B.63,S.W. Leonard, H.M. van Driel, J. Schilling and R.B. Wehrspohn, Ultrafast Tuning of a,I61101-1-4 (2001).
[3] S.W.Leonard,H.M.van Driel,J.Schilling and R.B. Wehrspohn, Ultrafast Tuning of a Two-dimensional silicon photonic crystal via free-carrier injection, Phys.Rev.B, Rap.Cam. 66, I61102(2002)
[4] J Schilling,A.Bimer,F.Muller,R.Wehrspohn,R.Hillebrand,U.Gosele,K.Busch,
S.John,S.W.Leonard and H.M. van Driel, Optical Characterization of 2D Macroporpus
silicon photonic crystals with bandgaps around 3.5 and 1.3pm, Optic. Mater.,l7, 7-10(2001).
[5] S.Linden, J.Mondia,H.M.van Driel,T.C.Kleckner,E.R.Stanley,D.Modotto,C.De Angelis, R. Morandotti and S. Aitchison, Nonlinear Switching in a Deep-etched Micro-structured Waveguide, Opt. Lett. (submitted, 2003).
[6] J.P. Mondia, J.P. Mondia, H.M. van Driel, W. Jiang, A.R. Cowan, J.F. Young, Enhanced-Second Harmonic Generation in Photonic Crystal Waveguides, Conf on Nonlin. Optics, Hawaii. July, 2002, Paper FBI.
通过具有准周期结构的1D等离子体光子晶体扩大的全向光子带隙
教育部雷达成像与微波光子学重点实验室
（南京航空航天大学宇航学院）南京航空航天大学教育部南京210016
摘要
通过传递矩阵法（TMM）理论计算了由等离子体和两个各向同性介质组成的分形准周期结构的一维（1D）等离子体光子晶体（等离子体PC）中的全向光子带隙（OPBG）。与布拉格间隙相比，OPBG不依赖于入射角以及横向电（TE）和横向磁（TM）模式。计算结果表明，具有分形准周期的1D等离子体PC不仅可以获得更大的OPBG带宽，而且在实现器件时具有较短的长度。
- 引言
自从Yablonovitch [1]和John在1987年[2]首先提出光子晶体的概念以后，由于其其特殊的电磁（EM）特性，光子晶体一直在利用光的流动的研究领域有很多研究[3,4]。周期介电结构中的光子带隙（PBG）源自多个布拉格散射[5]。如果在PC中禁止TE和TM模式任意角度的入射波，则可以获得全向光子带隙（OPBG）的传播。这种OPBG在全向反射器[6]，微型腔[7]，全向镜像光纤等中具有可能的应用[8]。
众所周知，OPBG的带宽是全向反射器的重要参数。更多的结果证明，OPBG源自零n或单一负间隙不依赖于入射角和EM波的极化[9]。作为一种分散电介质，等离子体已被用于构成等离子体-介电光子晶体（等离子体PC）[10]。事实上，OPBG的大多数研究都是基于周期性结构的。最近，一些研究人员对无序电介质结构的引人入胜的性质感兴趣[11]。据实验数据证实，基于特定序列的准周期性电介质结构，也显示出周氏等人针对有序和无序病例的独特特征[12]。 Xu，etal[13]描述了分形结构可以根据具体的结构使PC具有特殊的特性。因此，可以使用准周期和分形结构来实现全向反射器。我们知道，有许多特殊的准周期结构或分形结构，如Cantor集，Sierpinski集，Pascal三角形，Koch曲线，Julia集等。近年来，分形的三元等离子体PC中的OPBG序列很少被研究。
- 结构设计
考虑的结构包括三层，分别是A，B和P，排
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