（光学工程专业论文）thz辐射源与thz光子晶体波导的耦合研究.pdf

摘要 太赫兹频段是一个非常有科学价值的电磁波频段，它的研究涉及物理学、光电子学、材 料学等多个领域。它在信息科学、天文学、医学、环境科学、国防科学等领域都有广阔的应 用前景和应用价值。太赫兹的应用，除了太赫兹辐射源、太赫兹传输器件、太赫兹探测器等 关键器侔之外，还必须解决太赫兹辐射源和太赫兹传输器件之间的耦合问题。 目前通用的太赫兹辐射源，是基于非线性晶体的光学参量振荡器和太赫兹量子级联激光 器，它们产生太赫兹辐射源场分布是椭圆型，恧太赫兹光子鑫体波导中的模场是准高簸型， 基本是圆的，这两种模场直接耦合的话，由模式不匹配引起的损耗，是影响耦含效率的主要 原因。 本文根据太赫兹辐射源与太赫兹光子晶体波导的耦合模型，分析了太赫兹辐射源与太赫 兹光子磊体波导的耦合| 藤题。锥形球透镜在耦合系统中有改善相位匹配的作用。撩圆芯梯度 折射率波导，由于自聚焦效应和模场转换功能，将其用在耦合系统中，可以减少由于模场不 匹配弓l 起的耦含损耗。本文将二者结合，设计了一种聚合物锥形透镜加聚合物椭圆芯梯度折 射率波导的耦合系统，实现太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导的耦台，该模型可以大大提 高耦合效率。设计此耦合装置时，提出一种掰的设计梯度折射率波导尺寸的方法，利用这种 方法，可以更快更好的找到梯度折射率波导的最佳尺寸。通过i w - b p m 仿真分析本文所设计的 装置，太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导的耦合损耗最低在i d b 左右，横向以及角向的耦 合容差比较好，灵活性也比较好。 关键词：太赫兹，太赫兹光子晶体波导，耦合，全矢量光束传播法，椭圆芯梯度折射率波导 a b s t r a c t t h zw a v eh a si m p o r t a n ts c i e n t i f i cv a l u e i t sr e s e a r c hr e l a t e st om a n yf i e l d s ，s u c ha sp h y s i c s ， o p t o e l e c t r o n i c s 。m a t e r i a l ss c i e n c e ，e t c i th a sg r e a ta p p l i c a t i o ni nm a n yf i e l d ss u c ha si n f o r m a t i o n s c i e n c e ，a s t r o n o m y 。m e d i c i n e ，e n v i r o n m e n ts c i e n c ea n dn a t i o n a ld e f e n c es c i e n c e t h ec o u p l i n g b e t w e e nt h zs o u r c ea n dw a v e g u i d es h o u l db es o l v e di na d d i t i o nt ok e yd e v i c e ss u c ha st h zs o u r c e ， w a v e g u i d ea n dd e t e c t o r a tp r e s e n t ，p r e v a l e n tt h zr a d i a t i o ns o u r c ea r eo p t i c a lp a r a m e t r i co s c ill a t o r sb a s e do nt h en o n l i n e a rc r y s t a lo rq u a n t u mc a s c a d el a s e r s t h e i ro u t p u tm o d ef i e l di si ns h a p eo fa ne l l i p s e h o w e v e r ， t h et h zp h o t o n i cc r y s t a lw a v e g u i d ee i g e n m o d ef i e l di sa p p r o x i m a t e dt og a u s sf i e l di nt h es h a p e o fac i r c l e w h e nt h e s et w ok i n d so fm o d e sa r ec o u p l e d ，t h el o s sc a u s e db yt h i sm i s m a t c hi st h e m a i nf a c t o rf o rl o wc o u p l i n ge f f i c i e n c y t h i sp a p e rd i s c u s s e st h ec o u p l i n gb e t w e e nt h zs o u r c ea n dt h zp h o t o n i cc r y s t a lw a v e g u i d e a c c o r d i n gt o t h ec o u p l i n gm o d e lb e t w e e nt h zr a d i a t i o ns o u r c ea n dt h zp h o t o n i cc r y s t a l w a v e g u i d e t h et a p e rl e n sc a ni m p r o v ep h a s ef o rb e t t e rm a t c h i n gi nc o u p l i n gs y s t e m 。g r a d e d i n d e x o v a l 。c o r ew a v e g u i d ec a ne n h a n c em o d em a t c h i n gb e c a u s eo fi t ss e l f - f o c u s i n ga n dm o d ef i e l d t r a n s f o r m a t i o nf u n c t i o n t h ep a p e rd e s i g n sac o u p l i n gm o d e lw h i c hi n c l u d e st h ea d v a n t a g e so fb o t h t a p e r l e n sa n dg r a d e & i n d e xo v a l c o r ew a v e g u i d e ，t h i sm o d e lc a r la m e l i o r a t et h ec o u p l i n g e f f i c i e n c y w ef i n dab e t t e rw a y t od e s i g nt h ed i m e n s i o n so fg r a d e d i n d e xo v a l c o r ew a v e g u i d e s i m u l a t i o nr e s u l ti n d i c a t et h a tt h ec o u p l i n ge f f i c i e n c y i sa sl o wa sld ba n dt h et o l e r a n c e c h a r a c t e r i s t i c sa g a i n s tl a t e r a ld i s p l a c e m e n ta n dt i l t t h es i m u l a t i o nr e s u l ta l s oi n d i c a t ei t sf l e x i b l e k e y w o r d s ：t e r a h e r t z ，p h o t o n i cc r y s t a lw a v e g u i d e ，c o u p l e ，f u l l v e c t o r b e r c am p r o p a g a t i o nm e t h o d ，g r a d e d i n d e xo v a l c o r ew a v e g u i d e 南京邮电大学学位论文独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是我个人在导师指导下进行的研究 工作及取得的研究成果。尽我所知，除了文中特别加以标注和致谢的 地方外，论文中不包含其他人已经发表或撰写过的研究成果，也不包 含为获得南京邮电大学或其它教育机构的学位或证书而使用过的材 料。与我一同工作的同志对本研究所做的任何贡献均已在论文中作了 明确的说明并表示了谢意。 研究生签名： 日期： 南京邮电大学学位论文使用授权声明 南京邮电大学、中国科学技术信息研究所、国家图书馆有权保留 本人所送交学位论文的复印件和电子文档，可以采用影印、缩印或其 他复制手段保存论文。本人电子文档的内容和纸质论文的内容相一 致。除在保密期内的保密论文外，允许论文被查阅和借阅，可以公布 ( 包括刊登) 论文的全部或部分内容。论文的公布( 包括刊登) 授权 南京邮电大学研究生部办理。 研究生签名：导师签名：日期： 自京_ f i | ；i b 大 | 研，牛学沦文 1 1 太赫兹波 第一章绪论 太赫兹波在电磁波谱中占有一个很特殊的位置，其频率范围为0i t h zi o t h z ( t h z = i o “h z ) ，波长范围在3 0 - - 3 0 0 0 微米内，也称为亚毫米波。 。_ f 1 31 ， 1 01 0 7 0 3 1 ： 1 ； 0 0 1 o。1 9 o 1 0 目1 1 埔茸频段 如图1 1 所示，太赫兹波在长波段与毫米波( 亚毫米波) 相重台，在短波段与红外线相 重合，在电磁波频谱中占有很特殊的位置，处于宏观经典理论向微观量子理论，电子学向光 子学的过渡区。它具有一系列特殊的性质，量子能量报低，信噪比很高，频率极宽覆盖各 种包括蛋白质在内的大分子的转动和振荡频率，物质的太赫兹光谱有唯一性，能以很小的衰 减穿透如脂肪、碳板、布料、塑料等物质，辐射测量是相干测量，宇宙背景辐射有1 2 都在 光谱中的太赫兹部分，典型脒宽在亚皮秒量级等等。因此，它不仅在学术上有报重要的价值， 而且在科学技术上及工业上也有很多很诱人的应用。 t h z 所处的位置是一个特殊电磁波谱位置，综合了电子学与光子学的特色，涉及物理学、 化学、光学、材料科学、微波毫米波电子学等领域，是一个典型的交叉前沿科学，有很多优 越的特性，有非常重要的学术和应用价值。但是长期以来，由于受到频段器件特征尺寸微小 的限制，一方面半导体器件及真空电子器件在原理上难于工作在i t h z 频率以上，另一方面激 光器件因为辐射机理能级差太小的限制也难于工作在t h z 频段，从而在电磁波谱中，形成一 个太赫兹空白1 1 - z 3 ，一直没有得到重视和发展。直到最近几年，全世界很多国家才给予了太赫 兹波研究极大的关注，形成了一个t h z 熟，特别是美国、欧州和日本尤为重视。 南京邮电大学硕士研究生学位论文第一章绪论 1 2 太赫兹辐射源 太赫兹辐射技术的发展推动了太赫兹技术的应用，根据太赫兹辐射产生的机理，可以将 其辐射源分为光学方法和电子学方法两大类。 1 2 1 基于光学方法的太赫兹波辐射源 目前光学方法产生太赫兹辐射的方法主要有以下几种：太赫兹气体激光器、利用超短激 光脉冲光电导或光整流产生太赫兹辐射、利用非线性差频过程( d f g ) 和参量过程产生太赫兹 波。 直接产生太赫兹波辐射的光抽运太赫兹波气体激光器【射，是利用一台c 岛激光器的远红外 输出光抽运一个充有甲烷、氨气、氰化氢或是甲醇等物质的低气压腔，由于这些气体分子转 动能级间的跃迁频率处于太赫兹波段范围，所以可以形成太赫兹波受激辐射。通过选择合适 的工作介质，寻找新的能级跃迁谱线，就可以基本覆盖整个太赫兹波段。这种方法可以得到 高达上百毫瓦的输出功率，且已实现产品化，并被美国国家航天局应用于卫星大气观测。 利用飞秒激光触发光电导开关，或飞秒激光照射特定的光学晶体，可以产生具有太赫兹 频段的超短电磁脉冲。这种太赫兹辐射源属于宽带太赫兹辐射源，其物理机制是光电导和光 整流。光电导激发机制5 1 利用超快激光脉冲触发直流偏置下的光电半导体材料( 如s i 、g a a s 等 半导体材料) 】，因光产生载流子，进而在偏置电场作用下加速运动而辐射太赫兹电磁波。光 整流效应是一种非线性效应，利用激光脉冲( 脉冲宽度在亚皮秒量级) 和非线性介质( 如 l i n b 0 3 、l i t a 0 3 、z n t e 、g a a s 和有机晶体d a s t 5 1 等) 相互作用而产生低频电极化场，从而辐 射出太赫兹电磁波 6 - s 。电磁波的振幅强度和频率分布取决于激光脉冲的特征和非线性介质 的性质。 沈元壤等州0 1 在2 0 世纪中叶提出用非线性光学晶体产生亚毫米电磁波的理论，日本理化 学研究所( r l k e n ) 的i t o 实验室，在1 9 9 7 年首次实现了基于非线性l i n b 0 3 光学参量振荡器结 构的太赫兹电磁波参量振荡器。非线性晶体当中的参量振荡过程，是产生强相干可调谐红外辐 射的重要方法【l ，也是产生太赫兹亚毫米电磁波的基本物理机制【1 2 1 。 如图1 2 所示，当抽运激光束入射进入非线性光学晶体时，非线性晶体受到频率为缈。的激 2 ) - i t t 运质，鍪i , j 对频率搿。麓信号场帮频率为国；麓阑频场提供增益。如果将1 f 线性悲学介质敝 仡嘴振腔l j , j ，则形成腆唑的参量振荡器结构7 髟式，其谐振腔叮以同时刈。信1 ，- 。i 场和闲频场j e 振， 形成般脏振荡器( d r o ) ，电f ，f 以对其中一个频率的辐射场共振形成单振荡器( s r o ) 。舀：参量放人 的增益超过损耗时，器件将达到振荡闽值，实现对信号场或闲频场的振荡，而且此 j 输的俯 5 场和闲频场典有捆 ? 特性。基抽运激光超过阕值，参量振荡器使有效地把抽运激龙：辐射场 转变为连续t - j 渊l 跨的信i ，- 丁3 ) 匕和闲频光辐射。利用又义折射、磁光效应、介质波导和胴j l j 绌构晶体 ( 垡i i p p l n ) l t j 以史现j i 线栩位匹配；丽对+ = ：l i n b 0 3 螽6 体也l 叮以采用角艘匹配的辩j 芝线棚 谚2 至配 办j = ，娃l j 拙运光和产，董的新光束以定的角度在晶体中传播以实现柏位匹配i 他l 。 羔乏： 豇 社 图1 2 毖“rljn b 0 3 材料的太赫兹电磁波参+ 龄振荡器结构刁；意图 这种建+ 怠各光学参鼍振荡结构基础上的太赫毖波产生器件，可以产生离功率、窄线宽、 一，r 洲杵的4 1 l1 1 人删i 毖、i 忑米f u 磁波。光学方法产生人赫旌辐射以其卓越的特性和显著n 勺优点 默身j ：疑女蕾各种太赫兹籀射源技术行剐之中，基豁形朝着实现高效率、室湿运转、结构紧凑、 岛 1 j 稳定的输 “及便捷调谐的研究方向发展。 1 2 2 基于电子学方法的太赫兹波辐射源 随蓿太赫兹科学投术的迅速发展，剩闳真宅电子学产生太赫兹辐射靛研究【份取得了很 大的进步，其rr l 包括真空电予器件l 、电子回旋脉塞、自出电子激光、c h e r e n k o v 辐默，毖 争使川储存环加速器术产生高亮度太赫兹辐射。电+ 了激光器和气体激光器是f h ii ，j i i j 。以扶得人 赫兹麟离i - 输 | l 助? 簪的力法。 埔r ? 导体技术n ，j 人赫兹量j ，级联激光器是一种发展迅速的人赫兹辐射源，1 被认为恐 较彳 发 醚酶途的太赫兹槲干辐射源。近年柬半导体沉积生长技术取得了很大的进步，搿尘| l f | 勺 多啭j 阱结构已经为发射激光提供了可能。用分子束外延：【艺制备的耦合量子阱结构已经祚： 1 9 9 4 蠢i 稽到歹罐子级驳激光器l 蜡i 。嚣l 。3 为k o h l e l - 等最近设计懿4 4t h z 的量f 层替级驳激 1 自京1 口u 学硐i - 研究生学m * z 第g 绪论 光器的简化能城结构图，激光器包含了1 0 4 个重复基本单元，7 0 0 个量子阱结构 图1 3 太赫兹级联撒光装置的简化能缓结构 1 3 太赫兹光子晶体波导及国内外研究现状 近几年来，在太赫兹( t h z ) 波源和检测技术上获得的进展使人们对构造t h z 波的器件和系 统产生了很大的兴趣。由于缺少t h z 波段低色散和低损耗的器件，现有的一些t l l z 系统都是基 于t h z 波在自由空间的传播和处理。为了得到实际应用，有些学者试着把自由空阃的t l t z 波耦 台到蓝宝石光纤、塑料带状被导中去，这些材料在t h z 波段的吸收损耗比较小。 现有的太赫兹波导主要是金属波导、介质波导等。与金属波导、半导体等介质波导相比， 光子晶体具有某些优皂特性。首先，对于e 极化波，在零频率到截止频率之间有一个很大的带 隙：其二，在微波段，光于晶体可用于性能优良的滤波嚣、偏振器和反射器。光子晶体结构 的晶格尺寸与所工作的电磁波的渡长相当，工作波长越短，光子晶体的尺寸就越小制作就越 难。可见光( 3 8 0 7 8 0 n m ) 和近红外( ? 8 0 3 0 0 0 r l m ) 波段的光子晶体的晶格尺寸就很小，实际 中很难制造；而微波段的光子晶体结构的晶格常数在厘米级，比较容易制作，但是它的物理 尺寸比较大，局限了在实际中的应用。t h z 波处于这两个波段之间，在太赫兹波段的光子晶体 结构的晶格常数与太赫兹波长相当。在此波段，光子晶体的加工工艺比可见光与红外波段的 光相比容易些，在实验过程中相对容易获取，其物理尺寸也不会很大，这些都为制作t h z 波段 的器件及在t h z 系统的实际应用提供了可行性。所以，光子晶体它很有可能成为未来t h z 波通 信咀及许多t h z 器件的核心部分。 普通的光纤大都采用石英材料，但是太赫兹波在石英中的衰减很大无法透过，因此常规的 石英纤芯光子晶体光纤难以作为太赫兹波导。研究人员发现塑料材料在太赫兹频段下，具有 损耗低，色散小的优异特性”“，是制作太赫兹光子晶体波导材料的很好选择，如聚四氟乙烯 ( t e f l o n ) 制作的太赫兹光子晶体波导“7 1 在1 t h z 的损耗为o 3 d b c m ；高密度聚乙烯( h o p e ) 一愀 南自m 也 学m 研究生学位论立第章绪论 太赫兹光子晶体波导m i 在01 3 t h z 波段损耗小于l d b e m 。而对于普通的批丽传输线”来说， 在】t i j z 时的损耗为1 8d b c m 。另外，塑料具有很好的柔韧性，熔化温度也比石英低的多，相对 于石英材料更容易加工，不宜折断，大大降低了制作工艺的难度。同时，相比于其它太赫兹 波导，由塑料材料制成的太赫兹光子晶体波导还具有相对较高的偏振保持特性和相对较低的 材料吸收损耗特性。 韩国浦项科技大学研究小组2 0 0 2 年在a p p he dp h y s i c s e t t e r s 中提到在低损耗太赫兹波 导的研究中，他们取得了突破性成果”。如图14 所示，其中左图为塑料太赫兹光子晶体波 导的截面结构示意图，右图为i t h z 时基模的场分布图。所选用的材料为高密度聚乙烯( h d p e ) 空一t l , 管和实心棒。实验中，该塑料太赫兹光子晶体波导在0 1 t h z 3 t h z 下，能有效地传输州z 脉冲，高于06 t h z 时，测得损耗和群速度色散分别小于o5d b c m 和一03 p s t h z c m ，展示了低 损耗和相对低色散的特性。 图14 韩国浦项科技 学研制的高密度聚乙烯( 衄p e ) 塑料光子晶体光纤 同年日本分子科学学会也研究出用于传输太赫兹波的塑料太赫兹光子晶体波导”，所不 同的是他们选用了聚四氟乙烯( t e f l o n ) 材料，这种材料具有很高的延展性、很强的有效极化 保持特性，并且这种材料根容易获得。实验测得这种塑料光子晶体光纤的损耗低至0 1 2 d b c m ， 可以实现长距离的传输，同时实验证明相比于金属波导它具有很好的极化保持性。 太赫兹波段的光子晶体波导技术发展很快，然而，要使太赫兹光子晶体波导能够广泛应 用于各种t h z 系统巾，就必须解决它与t h z 辐射源和波导之问的耦台问题，如何改进耦合技术， 提高耦合效率是至关重要的。 1 4 太赫兹辐射源和波导之间的耦合及国内外研究现状 1 41 准光学耦合系统 太赫兹辐射源和a 赫兹波段光子品体波导技术对于t h z 技术来说是很关键的，它们的进 5 ! ! 些! ! 、芝t 堑：坐! 兰兰些生：!塑兰望堡 步，促进了t z 技术的发展。但是，如果不能很好的解决太赫兹辐射源与光子晶体波导之间 的嘏合，1 h z 技术的实用化、商业化就成了句空话，所以提高太赫兹辐射源和光予晶体波 导的耦台效率同样非常重要。 太赫兹辐射源和被导之m 的耦合现在主要是用准光学系统进行耦合，般是使用半球状、 超半球硅透镜和抛物线的反射镜等。 利用准光学方法耦合太赫兹波，当波导为金届时( 分为两种，圆形波导和矩形波导) 12 t 】， 理论上讲耦合到波导( 圆形波导) 中的能量为入射太赫兹波能量的4 0 ，能量吸收系数小于 l d b c r a 。其试验装置如图1 5 ，在标准的太赫兹时域光谱装置内。将一个硅透镜波导一硅 透镜系统放在两个抛物面的反射镜之间的太赫兹光束腰的位置。由抛物面反射镜聚焦之后的 太赫兹波，经半球状的硅透镜再次聚焦，得到频率无关、振幅1 e 及直径2 0 0 u m 的光束腰。 此太赫兹波束被耦合到圆形不锈钢的金属波导内。经波导传输后，再被另外一个等同的硅透 镜耦合出来。移开波导，将两个硅透镜移至它们的共同的焦点处，可以测量到太赫兹的参考 脉冲。矩形波导与圆形波导有部分不同，矩形波导能量吸收系数小于o5d b e m 。在入射光谱 中，圆形波导只交叠了2 5 个以上的导波模式，而矩形导披达到3 5 个以上。相对与圆形波导， 入射线形偏振太赫兹脉冲的有效耦合主要时t e t e m t m ，- 模式；在矩形波导中，则主要 时t e 。和t m ，：模式。 围1 5 金属波导的准光学系统耦台 具有非传导性的高阻硅、蓝宝石、高阻的聚乙烯等属于介质波导，他们的吸收比金属波 导小，其中传输的模式是单个模式 22 4 】，其试验装置类似图15 ，所用的硅透镜是平的圆柱 透镜。2 0 0 2 年，jr o u x 等人通过在介质波导上蚀刻衍射光栅，丈大提高了耦合的效率 25 】。 平行板金属波导因为没有截止频率，由群色散导致的过大的脉冲展宽不存在。r m e n d i s 工作组已经实现了将0 3 p s t h z 脉冲入射到一个长为2 44 m m ，板间距为1 0 8 , u m 的铜平行波导 中( 如图15 ) 。在0i t h z 一4 t h z 范围内，观察到无失真、低损耗和单个横电磁( t e m ) 模式 6 堕呈。，! ! 点兰坚! 基兰兰些堡壅 的传输。 # 一章绪论 为了使t h zt e m 平行金属波导与积分电路有效的连接，可以将两个间距约为1 0 0 i r a ， 相对大的平行板金属波导组成一个互联。在这个自由空间会联层内，放置两个准光学元件导 波，校准和聚焦传输t h z t e m 波，这种准光学的方法就可能实现空间点对点、宽对宽的t h z t e m 平面互联。此互跌也具有低损耗、可忽略的群色散和单模的特点”“。 氆! 燕l 42 太赫兹p h c 波导耦合系统 图1 6 平行板金属的耦合 太赫兹系统相对与光的系统来说尺寸比较大，实用性受到影响。为了减小尺寸，能够对 太赫兹系统集成化，一种办法就是使用光子晶体技术。利用光子晶体技术的实例”如下图 1 7 所示，d e n n i s w p r a t h e r 等人设计了一个光子晶体的耦合系统，包括太赫兹p h c 波导，自 聚焦波导，耦合棱镜等。他们用三角形的一个高阻率的硅晶片做滤波器，将太赫兹波入射到 有平板的p h c 的一个装置中( 这个p h e 是矩形格子和三角形格子的混合结构) ，这个装置可以 有效的耦合不同的信号。通过它将太赫兹波耦合到w d m 中。 圈17 太赫兹p h c 波导系统耦台 143 多层亚毫米波同轴孔耦合系统 2 0 0 7 年7 月，a m i t a g r a w a l 和a j a y n a h a t a 脚1 用一种多层的亚毫米波同轴孔系统( 牛眼 装置) 做耦台系统进行太赫兹波源和金属圆波导之间的耦合。试验装置如图1 , 8 ( b ) 所示- 图18 ( a ) 所示的结构是牛艰( b u l l s e y e ) 结构，它是一个有着2 5 圈凹槽的不锈钢圆箔片。 堕墨“! 坐查兰竺主堑塞兰兰里堡兰 里二芏笪堡 这个牛眼结构足用化学方法在1 5 0 u m 厚的圆的不锈钢箔片上独立蚀刻2 5 个环形的凹槽。凹 槽间隔为i m m ，凹槽宽5 0 0 u m ，凹槽深1 0 0 u m 。中心有一个圆孔，孔的直径是4 9 0 u m 。另外 再做一个牛眼结构，这个和前一个牛眼结构有些不同，它是在1 5 0 u m 厚的圆的不锈钢箔片上 同样用化学方法独立蚀刻2 个凹槽，间隔是l m m ，凹槽宽5 0 0 u m ，凹槽深也是1 0 0 m n ，中心 孔的直径和前一个是一样的，将两个直径大小不一样的牛眼的中心孔对准紧紧贴在一起，把 金属圆波导的末端做成锥形插入中心圆孔中。试验发现这种耦合结构工作在o3 t h z 波段附 近。在自由空间传播的o3 t h z 左右的太赫兹波经抛物面反射镜反射之后就进入牛眼结构，通 过牛眼变成多层太赫兹脉冲，这些脉冲将由金属波导的锥形头耦合进入圆形金属波导里面。 这种耦台结构，可以把消逝波转化为传输波，对波形进行整形。试验结果表面，其耦合效率 相对于以前所用的方法提高了1 0 倍。a m i ta g r a w a l 等还发现如果对牛眼的凹槽鼓，凹槽间 距，凹槽宽度等几何结构的调整，就可以使耦合结构工作在不同的太赫兹波频段。 蕴 图1 8 利用多层亚毫米波的同轴孔进行耦旨 1 5 本文研究重点和内容安捧 通过牛眼装置进行耦合，虽然耦合效率比较高，但是这种牛眼装置的制造工艺要求非常 高，用这种技术进行太赫兹辐射源和波导之间的耦台实际应用价值不高。用太赫兹p h e 波导 系统耦合是一个新的技术，光子晶体器件本身所具有的其他器件无法比拟的优势，但是由于 太赫兹光子晶体技术本身的不成熟性和对制作工艺要求高的缺点，用这种耦合方式来进行耦 合在现阶段仍然有很大的困难。用准光学系统进行耦合是现阶段比较通用、成熟的耦合方式。 利用分立的半球、超半球硅透镜和抛物线的反射镜的耦合系统可阻使太赫兹辐射源和波导之 间有一定的耦合空问，一定程度的提高了耦合效率，半球超半球的硅透镜还可以减少太赫兹 波空间传输时的色散。但是这种耦合系统尺寸比较大，有的有分立元件，不利于集成设计， 耦合系统的最优化设计也是一个难题，而且引起太赫兹辐射源和波导的耦台损耗的一个重要 的问题模式匹配问题没有解决“”，所以耦合效率不高。 太赫兹光子晶体波导具有优良特性，可能成为未来t h z 器件的主要组成部分，如何解决 堕室坐垒奎兰雯! ：婴窒竺堂堡堡奎星二兰堕笙 好太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导之间的耦合问题变的至关重要。如果将上述几种太赫 兹辐射源和波导耦合的方法应用到太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导耦合中，除了这些方 法本身的不足之外，光子晶体波导的尺寸和特点将使耦合更为困难。 本文根据可见光的l d 与光子晶体光纤的耦合模型分析了太赫兹波源与太赫兹光子晶体 波导的耦合问题，模场大小、形状、相位匹配等方面是影响耦合效率的主要原因。利用变折 射率波导的自聚焦以及椭圆纤芯实现模场转换的特性，设计了一种聚合物锥形透镜加聚合物 椭圆芯梯度折射率波导的耦合系统来实现太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导的耦合，该模 型从模场大小、形状、相位匹配等方面考虑，减少由于模场不匹配引起的耦合损耗，可以大 大提高耦合效率，横向以及轴向的耦合容差也比较好，其耦合损耗最低在l d b 左右。 本文研究内容安排如下： 第一章简单介绍了太赫兹波的特性及其相关技术、太赫兹辐射源、太赫兹光子晶体波 导以及太赫兹辐射源和波导耦合的进展，提出本文要研究的重点太赫兹辐射源和太赫兹 光子晶体波导之间的耦合。 第二章首先用波动理论对梯度折射率光纤的一些传输特性，特别是太赫兹波束在光纤 入射孔径( z - - 0 ) 内入射的模场做了进行了简要分析。然后用矩阵光学的方法进一步分析了 椭圆芯梯度折射率光纤可以改变在光纤入射孔径( z = 0 ) 内入射的高斯太赫兹波束的模场的 形状和大小，这是本文分析耦合的理论基础。最后介绍了仿真方法的理论基础基于有限 差分法的全矢量光束传播法( f v b p m ) 。f v - b p m 的电磁场纵向上是采用v o nn e t m a a n n 法， 横向采用中心差分法来分析所需要计算的场的情况。 第三章本章在分析了太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导的模场分布的基础之上，建 立通过聚合物锥形透镜的太赫兹辐射源和太赫兹光子晶体波导的耦合模型，并且对这种耦合 模型进行了讨论。椭圆芯梯度折射率波导有自聚焦以及实现模场转换的特性，聚合物锥形透 镜有改善相位匹配的作用，将二者结合，设计一种新的耦合系统进行太赫兹辐射源和波导之 间的耦合。用标量近似方法分析，这种耦合系统不光在相位匹配上，而且在模式匹配上都有 很好的效果，极大的提高了耦合效率。同时提出一种新的设计耦合系统中梯度折射率波导的 方法，这种方法可以很快的找到尺寸合适的椭圆芯梯度折射率波导。所设计的耦合装置不光 耦合损耗小，最小处接近于零，而且灵活性也比较高。 第四章标量近似的方法在分析梯度折射率波导的时候还是有一定的误差，因此，用全 矢量光束传播法( f v - b p m ) 方法仿真对其分析就显得很必要。其f v - b p m 仿真结果表明， 耦合损耗可以在l d b 左右。耦合容差是衡量耦合系统的另一个重要参数，本章分别用标量波 近似的方法和f v - b p m 仿真的方法对其进行分析，横向耦合容差和角向耦合容差的值比较理 9 南京邮电大学硕士研究生学位论文第一章绪论 想，耦合装置的灵活性也很好。 第五章对本文所设计的耦合系统，在一些太赫兹波热点技术的应用方面的前景进行了一 些探索性的阐述。所设计的耦合系统，将改善太赫兹波技术的相关设备的性能、降低成本、 减小设备体积，将会在一些太赫兹波的器件和系统中发挥很重要的作用，将是未来某些高效 率实用化的太赫兹波器件和系统必不可少的组成部分，也必将加快太赫兹波技术的实际应用 步伐。 l o 第一二章梯艇折射半光纤的波动j 坐沦及光束传捕删论 第二章梯度折射率光纤的波动理论及光束传播理论 梯度季厅射率波导是本文提出的掇合系统的组件之一，对其中电磁波传撩蛉分析榴埘| ：其 他哒波导来说，要复杂得多。本章首先用波动理论对其传输特性进行分析。 2 1 基本方程 2 1 1 麦克斯韦方程 太赫兹波是电磁波，它服从电磁场的基本规律，鄂麦克冀斤韦方程式： v e 4 ( r , t ) ：一_ c 3 b ( r , t ) b ( r ，f ) = i t h ( r ，) ( 2 4 ) 式中：s 介电常数；导磁率。 对于 磁性的符囊同性均匀介质，s 和t 都变成标量常数。在不存在电荷的情况f ，总 存杠：关系： v - d ( r ，) = 0 t 2 - - 5 ) v b ( r ，t ) = 0 ( 2 - - 6 ) 第。章梯度折蚶： ：) 匕纤的波动删论及光水f j 罱心论 2 1 2 波动方程 埘式( 2 一1 ) 和式( 2 2 ) 取旋度，考虑式( 2 - - 3 ) 、式( 2 4 ) 、式( 2 5 ) 和( 2 6 ) 叮得： v 吼v ( i 孚) 一詈( v 圃叫占警 ( 2 _ 7 ) 鞋o l v 2 万+ v ( v v 万) + 翌( v 万) ：卢圮芝旱 ( 2 8 ) l 0 1 对r 各向i 刊性的j l 磁性均匀介质来晚，占为常数，v g = o ，a = a 。( a o 为真空r j 的导 磁率) ，v 声t = o ，式( 2 7 ) 和式( 2 - 8 ) 简化为： v 2 否：s 磐 ( 2 9 ) o t v 2 确占簪 2 2 梯度折射率光纤的波动理论m 2 2 1 梯度折射率光纤中太赫兹波的基本方程式 ( 2 1 0 ) 对f 梯度折射率光纤这种波导来说，由于芯区折射率是径向坐标r 的函数，基本方程式 比普通光学纤维要复杂得多，求觯也困难得多。采用圆柱形坐标系( r ，9 ，z ) 分析圆柱型光纤 较为方便。可将光纤内的电磁场分解为横向分量( 和光轴垂直的方向) 和纵向方向( 和光纤 轴平行的方向) ，并分别用脚标t 和z 表示，可得： e = 巨( ，0 ) + t e e ：( 尸，o ) e x p i ( r o t p z ) ( 2 1 1 ) h = h ( r ，秒) + k h 二( ，o ) e x p i ( c o t p z ) 】 ( 2 1 2 ) 式中，一肉x ( iv h ，) + ( c o ：e , - ! ) ，+ v 【上v ( 声f h ) ：0 匕 h 为r 一目、平面包含的电场和磁场向量：盯为z 方f u 的单位向量；e 一、为电场和磁场 的z 分量( 标量) ：为z 方向的位向常数。 假定梯度折射率光纤是非磁性介质，则= t o ，而s 是r 的函数，利用矢艟公式： l 萄柬邮l u 人。学坝i 。川， 【二。学f 寸沦殳 第一：葶梯度折射二 ：光纤的波动媸论及光爪传播胖淦 v v 巨= v c + e ) 一v 2 巨；v ( 巨) = g v 巨+ e v s ，再考虑麦克斯韦方程v 巨= 0 ，叮得： v 2 e + ( 0 0 2 c , a - 确巨+ v 。( 里。巨) ：0 ( 2 13 ) 占 v ! q + ( c o - c a - ：) 一里( v q ) ：0 ( 2 1 4 ) 5 此处v s 不为零，式( 2 13 ) 和式( 2 1 4 ) 不能写成只对横向电磁场一个分量( 如x 方 向) 的波动方程，而是同时含有两个横向分量的波动方程式。所以，通常的梯度折射率光纤 芯中的波动方程式均为矢量波动方程。 如果梯度折射率光纤的芯区的折射率变化即v s e 非常小，可认为( 2 1 3 ) 和( 2 1 4 ) 两式中的左端第三项为零，这两个方程可近似写成： v 2 巨+ 【缈2 e ( r ) a 一2 】巨= 0 ( 2 1 5 ) v 2 + 缈2 s ( r ) 一p 2 一= 0 ( 2 1 6 ) 上式在弱梯度近似( 即v 占s 很小) 或弱传导近似下成立。这时可以将巨、h 进一步分 解为横向分量( x 、y ) 成分，矢量波动方程式变为标量波动方程式： v 2 巨“缈2 占( ，) 一p 2 】e = 0( i = x 、y ) ( 2 - 1 7 ) v 2 h ，+ 【彩2 e ( r ) p p 2 】，= 0( i = x 、y ) ( 2 - 1 8 ) 在光纤理论中，这种近似称为标量近似。 2 2 2 梯度折射率光纤中的场解 为了讨论方便，f 面将电磁场横向分量的标量波动方程式改写成： v 2 妙+ ( 2 9 a 一2 ) = 0 y = e ，e ，；h 。，h y 由于： s ( ，) = s ( 工，y ) = e o n 2 ( x ，y ) 式中，；为太赫兹波的波矢量，盯2 = 2 石； 如果梯度折射率光纤的折射率分自j 月技从： 以巾n ( 0 ) 1 - 2 ( 崭他0 ) ( 1 _ 2 孚) 八d 【 7 2 ( o ) ( 1 - 2 a ) ，- 口 式中， = 帮为相对折射率差。 ( 2 1 9 ) ( 2 2 0 ) ( 2 - - 2 1 ) 南京邮电大学硕二l ：研究生学位论文第二章梯度折射率光纤的波动理论及光束传播理论 经过计算，梯度折射率光纤标量波动方程( 2 1 9 ) 的解为： 5 f ，( ，) = ，( z ) g ( j ，) = ( 歹毒面) i ，2 瓦1 日p ( 亩) 以( 斋) e x p ( 一瓦x 2 + y 2 ) ( 2 - - 2 2 ) 其中，模半径或光束的半径宽度矾为： = 丽a 】l ，2 ( 2 2 3 ) 式( 2 2 2 ) 是电磁场横向分量的模解，如果场的纵向分量可写成e x p ( 一f z ) 形式，则电磁 场的一般模解有如下形式： “y ，z ) = 厶认，) e x p ( 峨z ) ：盼嘉广：吉一c 私印时等删瑚，( 2 _ 2 4 ) 2 2 3 太赫兹波通过梯度折射率光纤的传播 为了研究太赫兹波通过梯度折射率光纤的传播特性，必须计算电磁场一般模解式( 2 2 4 ) 中的系数： g t ( x , y ，z ) = r “y ；l ，y 。；z 妙( 工，y ，z = o ) 出咖。 因此，如果在z = o 处的太赫兹波场分布y ( 石，y ，z = 0 ) 是已知的，则任意z 值处的太赫兹波 场分布都可以用y ( x ，) ，z - - o ) 表示： y 瓴y ，z ) = k 阮y ；l ，y ；z 矽( 1 ，y ，z = o ) 出方。 ( 2 2 5 ) 这里，函数k 通常称为系统的影响函数或核函数： k ( 五) ，；| ；z ) 2 孬高c x p h 拜瓴) 托】e 印嘲( 矗+ 。) 一二了c 留( 如) ( ，+ + y 2 + ) ，2 ) 】 ( 2 - - 2 6 ) 2 2 4 在入射孑l 径内入射的高斯光束 利用核函数对太赫兹波束传播的一般性讨论比较复杂。现在仅考虑一种简单情况，即在 光纤入射孔径( z = o ) 内入射的高斯太赫兹波束在梯度折射率光纤中的传输。入射高斯太赫 兹波束的太赫兹波场由下式给出： 1 4 南京邮电大学硕： 研究生学位论文 第二章梯度折射率光纤的波动理论及光束传播理论 咖声0 ) 岬p ( - 等) = 5 u oe x p ( 一奔) ( 2 - 2 7 ) 式中，w 表示入射高斯太赫兹波束的束宽度。将式( 2 - - 2 6 ) 、( 2 - - 2 7 ) 代入方程( 2 - - 2 5 ) 可得： y ( 工，y ，z ) = 两i r 2 v 面0ex丙p-i瓣o(z)e x p 一瓦面币r 2 ( x i 2 + 再y 2 ) 鬲两) ( 2 - - 2 8 ) 式中： 北脚侧丁t g ( , y z ) 卜蒜一 。2 吻) ， f = 一 在任一z 平面上的强度分布是： y ，z ) 1 2 = l 1 2 禹唧卜耐x 2 + y 2 c 2 吲) 式中： 形：( z ) ：乓 s i l l z ( 万z ) + ，c o s ( 如) 】 = 嵋2 夏i 可a i 2 品可s m 2 ( 万z ) + s 2 p 2 z ) 】( 2 - - 3 1 ) 卅r 丽如2 粤加耐粤z 表示在z 平面内高斯太赫兹波束的束宽度。 由上面的分析可以得出，任何入射高斯太赫兹波束的横向强度分布在传播过程中仍 然是高斯型，但束宽度有周期变化，其周期为2 1 6 ，高斯太赫兹波束的中心位于中心轴 e ，如图2 2 所示。 图2 2 入射高斯太赫兹波束在梯度折射率光纤中传播 二銎；)( ) 南京邮电大学硕士研究生学位论文第二章梯度折射率光纤的波动理论及光束传播理论 2 3 用矩阵光学法分析梯度折射率光纤 利用式( 2 - - 2 6 ) 对太赫兹波束传播特性分析得知，梯度折射翠光纤司以改变其中 所传输的高斯太赫兹波束的模场。前面考虑的仅是一种简单情况，即在光纤入射孔径( z = 0 ) 内入射的高斯太赫兹波束在梯度折射率光纤中的传输，如果将梯度折射率光纤的结 构设计复杂一些，用核函数进行分析将非常复杂，下面引用矩阵光学的方法来分析高斯 太赫兹波束在梯度折射率光纤中传播的特性。 令g ：警，则梯度折射率光纤其折射率按抛物线函数分布以( 厂) ：，z ( o ) ( 1 - 9 2 r 2 ) - 佗， 梯度折射率光纤的传输矩阵为i 蚓： 一e o s ( g l ) l gs i n ，( gs i n ( g l ) c o s t g l 鳓 2 ， l 一 ) j 、7 高斯波束经过g i o 光纤后的模斑半径为【3 2 1 ： 吒： 2 a g 血z ( 三4 ) + 怯0 , 0 8 2 ( l 4 ) ( 2 3 3 ) 万，吆 如= 4 篆黑蹦( 2 - - 3 4 ) 4 = a 4 t a ( 2 3 5 ) 式中为输入高斯波束的模斑半径，兄为波长，刀为折射率，a 为纤芯的半径，a 为 相对折射率差，为光纤长度，4 的倒数就是聚焦参数。 由式( 2 3 5 ) 可得叫，) - 邮) ( 1 - 9 2 r 2 ) l ，2 跏( 0 ) ( 1 一毒一毒) i ，2 。其中如、如 为椭圆芯梯度折射率波导的长短轴半径。则4 为特别定义的芯的半径，由式( 2 3 3 ) 可 知，w o 珊是周期性变化的，变换周期为三，厶，。= 万以2 。这个分析结果和波动理论分析 的结果是一致的。在三= 万以2 处，等相面为平面，即亿埘= 0 0 ：当n 为奇数时，心叫的 大小达到最小值或者最大值，即： n 为奇数时