光子晶体物理作业

1、王新柯 07B911020 物理系光子晶体光纤的研究进展博士研究生：王新柯学号：07B911020导师：张岩所在单位：物理系目 录第1章 光子晶体31.1 光子晶体的概念31.2 光子晶体的结构类型和制备方法51.3 光子晶体的主要特性7第2章 光子晶体光纤82.1 光子晶体光纤的概念82.2 光子晶体光纤的特性102.3 光子晶体光纤的分类132.4 光子晶体光纤的数值模拟方法142.5 光子晶体光纤的研究进展172.6 光子晶体光纤的应用20第3章 结论25参考文献26千万不要删除行尾的分节符，此行不会被打印。在目录上点右键“更新域”，然后“更新整个目录”。打印前，不要忘记把上面“Abst

2、ract”这一行后加一空行- 28 -王新柯 07B911020 物理系第1章 光子晶体1.1 光子晶体的概念光子晶体是一种人造的新型光学材料，由于其性能优良，近几年关于它的研究非常多。光子晶体有望取代大多数的传统光学器件而引起光学、光电子学、信息科学中的一场革命。因此自从光子晶体概念提出以来，引起了全世界科学家的广泛关注和研究热潮。在1987年，Yablonovitch和John分别在讨论周期性电介质结构对材料中光传播行为的影响时，各自独立的提出了光子晶体的概念1，2。Yablonovitch指出，折射率在三维空间以为周期变化时，会导致在波长附近，对所有方向传播的电磁波存在一个共同的禁带，就

3、像晶体中的电子具有能量禁带一样。由于光子和原子间的藕合与原子的始末状态密度有关，如果电磁波的带隙和电子能带带边重叠几个KT的能量，那么电子、空穴的辐射复合就会因状态密度的减少而受到抑制，介质结构在理论上讲是没有损耗的，这种抑制将会比金属波导更为彻底。据此，人们设计一些特殊的介质结构，按照需要来“裁剪”电磁波的色散关系，使电磁波的状态密度被适当的压缩或增加，甚至使某些状态密度为零，相应器件的模式就能得到控制，以满足器件工作的要求.与一般的晶体相类比，把这种具有周期介质结构的晶体称为光子晶体。不同于一般晶体自然形成的周期性原子排布，实际的光子晶体必须人工制作。从结构上，光子晶体一般可以分为三种：（

4、1）如果只在一个方向上存在周期性结构，那么光子带隙只对着这个方向传播的光波有效，如图1所示一维光子晶体，高/低折射率材料沿着一个方向交错排列；（2）如果在两个方向上存在着周期结构，则光子带隙可以将光波在这两个方向上束缚住，所图2所示二维光子晶体，高折射率材料呈柱状二维等间隔地排列在第折射率材料当中；（3）如果在三个方向上都存在周期性结构，那么就有可能出现全方位的光子带隙，特定频率的光波进入光子晶体后将被载各个方向上都禁止传播，图3所示为三维光子晶体，高折射率材料排列在第折射率材料的晶格点上。图 1 一维光子晶体。图 2 二维光子晶体。图 3 三维光子晶体。1.2 光子晶体的结构类型和制备方法对

5、于三维光子晶体，其应用前景十分广阔，但制作过程十分复杂，其制作的挑战主要来自于复杂的几何结构。应用在光频的晶格常数必须可与光波长相比拟，对光电子工业来说，感兴趣的工作波长在左右，所以光子晶体的晶格常数必须在量级。尽管这已经比原子晶体的晶格常数大1000倍左右，但与人的头发丝相比它还要小100倍。即使利用现在的微光刻工艺，在光波长量级上制作有序的介质结构还是很困难的。目前报道的光子晶体结构主要有以下几种：（1） 垂直空气柱结构：Joannopoulos等人于1996年设计了这种结构3，该结构很适合在亚微米量级制作。它由两种不同的介电材料(比如Si和SiO2)逐层生长，最后由生长方向刻出贯穿不相交

6、的空气柱。为产生具有更大介电常数比的晶体，只需使其中一种介电材料在生长完之后，通过选择性腐蚀除去。因此这种结构在设计带隙时有很多自由度来优化能带结构。另外对透射谱的计算表明，对7层厚的光子晶体就可使禁带范围内的透射减小4个数量级。（2） Layer-by-Layer（LBL）结构：1994年，Ho等人提出了LBL结构4，它是以被实验证实的具有全光子带隙的较容易制备的三维光子晶体结构，它是由介质棒以四层为周期(总长为c)堆积而成，每一层的介质棒是轴平行的，间距为a，相邻层的轴向彼此垂直，而第二近邻层的棒在沿垂直轴向方向上平移0.5a,通过适当的改变a, c的尺寸，可以获得需要的晶格。（3） 聚苯

7、乙烯球空气结构：聚苯乙烯小球表面带负的静电荷，与溶液中的自由离子相平衡，一旦离子交换，树酷将自由电荷带走，除长程范德华力外，还存在短程库仑斥力，在这两个力的作用下，小球将按一定规则排列。孙洪波等人用准平衡蒸发技术，用聚苯乙烯小球获得了具有f.c.c结构的亚微米晶格光子晶体，禁带波长亦在此范围5。（4） 脚手架结构(Scaffold Structure): Sozuer和Haus在研究立方光子晶体时提出了这种沿x，y，z方向介质柱垂直交叉的结构。由平面波展开法证明了存在全光子带隙6.Zavieh和Mayer用非选择性干法刻蚀和选择性湿法刻蚀相结合的方法7，在GaAs衬底上制作了简单立方晶格的光子

8、晶体，工作频率在红外波段。三交叉柱结构：在一块高介电常数材料的底板上分布着呈三角点阵的空气洞，以偏离中心轴(中心轴与底板垂直)35.26度的方向上对每个空气洞钻眼3次，这3次钻孔方向彼此成120度夹角，这是一种面心立方结构。但后来表明，这种结构不存在完全光子禁带，但他们在实验上证明了光子能带的存在。后来，Yabonovitch改进了实验方法，把圆柱改为椭圆柱获得了真正的光子带隙。这说明通过适当的改变晶格或原子的对称性，就有可能获得完全带隙8。1.3 光子晶体的主要特性光子晶体的两个主要性质是光子禁带和光子局域，它是光子晶体的应用基础，基于光子晶体的这些性质，光子晶体展现出了诱人的应用前景。在具

9、有完全禁带的光子晶体中，落在禁带中的光子是被禁止传播的。光子禁带是由于光入射到周期介质结构的光子晶体时，某些频段的光波被介质散射后相干相消，不能透过该介质而形成的。禁带特性的存在带来了许多新的物理效应和现象。长期以来人们认为自发辐射是不可控制的，它将不可避免的与受激吸收和受激辐射共存。光子晶体的存在改变了这一思想9。众所周知，自发辐射的几率与光子态的数目成正比，当原子被放在一个光子晶体里，它的自发辐射频率正好落在光子禁带中，由于该频率光子态的数目为零，自发辐射也会被完全抑制。在现代光电技术中，自发辐射的抑制有着重要的应用，在半导体激光器中，由于自发辐射的存在引起较大的附加电流的损失，成为激光器

10、阈值的主要原因，利用光子晶体禁带的限制，可以把自发辐射控制在特定的模式内或者完全禁止所有可能的辐射模式，从而研制低阈值激光器。利用光子晶体对自发辐射的作用，可以极大的提高二极管的发光效率，实验表明采用光子晶体二极管之后，其发光效率从10 %提高到90 %以上。此外，光子晶体制作高效反射镜、宽带带阻滤波器、光子晶体谐振腔等都是利用了光子晶体的禁带特性;反之，只要增加该频率光子态的数目，便可增强其自发辐射。也有人证明了一些准晶结构、非周期性结构有同光子晶体相类似的作用。因此从广泛的意义上讲，这些材料都可被称为光子带隙材料。第2章 光子晶体光纤2.1 光子晶体光纤的概念光纤是光通信中必不可少的要素之

11、一，目前在信息传输中起着至关重要的作用，高性能的光纤通信网络得益于优质光纤的应用。美国康宁公司制造的低损耗通信用光纤在20世纪70年代可以称得上是光纤通信领域内的一个突破。如今，光子晶体光纤也将是光纤通信领域内的另一个突破。最早的微结构光纤是1987年Yeh和Yariv最早提出的Bragg光纤10。光子晶体概念的提出向人们展示了一种新的控制光子的机制，它完全不同于以往全反射来引导光传输。这给光通信技术的发展和应用带来了新的生机和活力。20世纪90年代，人们开始对光子晶体展开深入的研究，而光子晶体光纤最早由St.J.Russell等人在1992年提出11，1996年，J.C.Knight等人研制

12、出第一根光子晶体光纤（多孔光纤）12，如图4所示。从上面的横截面图可以看出光子晶体光纤的包层具有周期性的微孔结构，它通常是由石英和空气孔构成的具有二维周期性介电常数的微结构光纤，空气孔沿光纤的纵向均匀延伸，在纤芯的位置存在实心或空气孔的缺陷。图4 光子晶体光纤的扫描电镜图。 由于空气孔在横截面上可以具有很多的排列图样，同时空气孔的大小也可以改变，因此通过改变它的排列图样可以灵活地构造出很多其他结构的光子晶体光纤，从而设计出具有不同特性的光子晶体光纤，如图5所示。图5 不同排列图样的光子晶体光纤：（a）大数值孔径光子晶体光纤；（b）大模场面积光子晶体光纤；（c）高非线性光子晶体光纤；（d）、（e

13、）高双折射光子晶体光纤；（f）空心光子晶体光纤。根据导光机制的不同，光子晶体光纤主要分为两大类，全反射（Total Internal Reflection, TIR）导光型和光子带隙导光型（Photonic Band Gap, PBG）。全反射型的光子晶体光纤，其周期结构为三角格子的芯区周期位置上缺少一个空气孔，因而其芯区折射率比光子晶体包层区的等效折射率高，可以用全反射来解释其导光机制，J.C.Knight等人研制的光纤就属于全反射光子晶体光纤。光子带隙型的光子晶体光纤，其周期为蜂窝结构的芯区增加一个空气孔，因而芯区折射率就低于光子晶体包层的等效折射率，必须根据光子晶体能带理论研究其能带结构

14、和光学传输特性13。2.2 光子晶体光纤的特性自光子晶体光纤的概念被提出以来，其特殊的导光机制和模式性质使之得到了越来越多的关注和研究。光子晶体光纤包层中空气孔的特殊排列结构使其呈现出许多在传统光纤中难以实现的特性。光子晶体光纤的特性主要可以总结为以下几点：（1） 无截止波长单模传输特性14:对光子晶体光纤而言，可以通过对结构参数的调整，使得单模的截至波长较传统光纤短很多，可以在近紫外到近红外全波段维持单模运转，目前光子晶体光纤可以做到在5001600 nm范围内保持单模运转，这就为波分复用增加信道数提供了充足的资源，同时对于作为光纤传感器件的PCF，较大的单模波长范围扩大了检测范围。（2）

15、极低的损耗、色散和非线性15, 16: 光子带隙型的光子晶体光纤可以做成空心结构，即纤芯可以是空气，而不是二氧化硅，这样传统光纤中限制传输损耗极限的介质材料本身对光波的吸收、散射、色散和非线性等效应将不存在，理论上极低的损耗、色散和非线性效应使得这种光纤将会在光纤通信损耗极限的突破中发挥重要的作用。（3） 在光子晶体光纤中，不仅零色散点灵活可调，而且通过适当设计空气孔的参数，还可以在极宽的波段内具有中心波长可移的平坦色散，从而光子晶体光纤将能在超短脉冲光学、超大容量光通信和全光网的实现及优化方面产生巨大突破。（4） 在全内反射型光子晶体光纤中，光场可以被高度限制在硅介质纤芯中的一小块区域内，从

16、而可以极大地提高光学非线性效应。研究表明，增大包层的空气填充率可以增加光纤芯层的折射率和包层的有效折射率之差，从而能够控制光场局部集中的程度。不仅是自相位调制(SPM )，诸如互相位调制(XPM)、受激拉曼散射(SRS)、受激布里渊散射(SBS)以及四波混频(FWM)等等都可能发生。因而当低功率飞秒激光脉冲在芯中传播时，在很短的距离内就能实现脉冲展宽，产生超连续谱。目前实验中已经可以实现超过一个倍频程甚至两个倍频程的非常平坦的超连续光谱。Ranka等人用能量小于1 nJ、脉宽IO0 fs、中心波长在790 nm的超短脉冲在75 cm长的微结构光纤(其中零色散波长为767 nm)中产生两个倍频程

17、的超连续光谱17。这为产生脉宽只有几个光学周期的超短脉冲和光学高次谐波提供了新的方法。（5） 弯曲损耗:与传统光纤不同的是，光子晶体光纤不仅在长波方向上存在弯曲损耗边，同时在短波长上也存在弯曲损耗边。在光子晶体光纤中，当波长超过长波弯曲损耗边时，光纤会因为模场大量扩散到低折射率区而产生强烈的损耗。在传统光纤中，短波长方向的限制由截止波长给出，波长低于这一限制时，光纤会变成多模的，而在具有无截止单模特性的光子晶体光纤中，单模在短波长方向的限制被二阶弯曲损耗边所取代，当波长低于短波弯曲损耗边时，光场会因为芯/包折射率差的消失而经受强烈的损耗18。（6） 双折射效应：保偏光纤在长距离通信、传感以及特

18、定激光器的系统设计等方面有着重要的应用，但传统的双折射光纤受应力影响很大。而对于微结构光纤，只需破坏光子晶体光纤截面的圆对称性使其成为二维对称结构即可形成很强的双折射(比如，减少一些空气孔或改变空气孔的尺寸)，并且双折射比起现在常用的熊猫型保偏光纤能够高出几个数量级19。同时波长越长，双折射效应越强。即使弯曲和形变，也能很好地保证传输光束的偏振态。（7） 有源特性：光子晶体光纤具有的大模场面积特性、无截止单模传输特性以及零色散波长可调特性等，为在1.3 m以下波段实现高功率、高光束质量输出的单模光纤激光器的研究提供了有效载体。其工作波段和可以达到的高功率水平，特别是其极高的光光转化效率是普通有

19、源单模光纤所无法比拟的。目前研究者主要利用了在芯层中掺杂Yb元素和Er元素的双包层光子晶体光纤作为谐振腔，实现了基于光子晶体光纤的高功率的激光器的研制16。光子晶体光纤的这些特性突破了传统光纤光学的局限，拓展了光纤的应用范围，在超决激光光学、光通信、微光电子学及强场物理学等领域开辟了新的研究方向。2.3 光子晶体光纤的分类目前，随着对于光子晶体光纤的研究不断深入，已经发展出了多种类型的光子晶体光纤，其主要可以分为以下几类：（1） 空心光子晶体光纤: 空心光子晶体光纤中的光是在由周期性排列的硅材料围成的空心中传输。因为只有很少一部分光在硅材料中传输，所以相对于常规光纤来说，材料的非线性效应明显降

20、低，损耗也大为减少。空心光子晶体光纤有可能成为下一代超低损耗传输光纤，空心光子晶体光纤将广泛应用于光传输，脉冲整形和压缩，传感光学和非线性光学中。（2） 高非线性光子晶体光纤: 高非线性光子晶体光纤中的光是在由周期性排列的硅材料空气孔围成的实心硅纤芯中传输。通过选择相应的纤芯直径，零色散波长可以选定在可见光和近红外波长范围(670880 nm)，可用于频率度量学、光谱学或光学相干摄影学中产生超连续光。（3） 宽带单模光子晶体光纤: 常规单模光纤实际上是波长比二次模截止波长小的多模光纤，而宽带单模光子晶体光纤是真正意义上的单模光纤，这种特性是由于其包层由周期性排列的多孔结构构成，主要用于短波长光

21、传输，传感器和干涉仪。（4） 保偏光子晶体光纤: 传统保偏光纤双折射现象由纤芯附近合成材料热扩张差异差形成。保偏光子晶体光纤是由非周期结构纤芯中空气和玻璃的大折射率差而形成双折射现象，从而得到更小的拍长，减小偏振态和保偏消光比之间的耦合曲率，主要用于光传感器、光纤陀螺和干涉仪。（5） 超连续光谱发生器的光子晶体光纤: 超连续光子晶体光纤是特别设计用来把一种新的Q变换Nb3+微芯片激光器变成一种结构紧密，低成本，谱宽覆盖5501600 nm范围，平坦度好于5 dB的超亮光超连续光源。由于有较好的色散系数，20 m长的这种光纤就可以实现与脉宽为1 ns，重复率为6 k，平均功率为几十毫瓦的脉冲激光

22、器具有几乎相同的变换效率。超连续光源主要应用于光子学设备的测试、低相干白光干涉计、光相干摄像和光谱学中。大数值孔径多模光子晶体光纤: 大数值孔径多模光子晶体光纤中的光是在由同心环的硅材料空气孔围成的实心硅纤芯中传输。由于实心纤芯和包层的大折射率差，使得该光纤数值孔径比全硅多模光纤大得多。大数值孔径增加了从白炽灯或弧光灯热光源和从低亮度半导体激光器获取光的能力。这种光纤在633 nm处数值孔径可达0.6。2.4 光子晶体光纤的数值模拟方法对于提出的每一种新结构都需要先从理论上进行数值计算，预测光子晶体光纤的各种效应产生的条件、遵循的规律和限定的范围及阈值等，然后设计具有所需奇异特性的光子晶体光纤

23、。对于光子晶体光纤而言，其理论研究主要是对光子晶体光纤的结构进行数值计算。如何可靠、精确地设计和预测光子晶体光纤的传输特性现在还没有一个很完善的解析模型。但现有的数值计算方法大致可以分为以下三类：第一，时域模拟法，如时域有限差分法，它可以模拟在一段时间内整个光纤横截面上任意一点的场分量；第二，传输矩阵法，通过对散射矩阵的求解获得透射波和反射波；第三，频域分析法，最具有代表性的是平面波展开法，通过简单的计算就可以得出不同结构所具有的带隙。下面分别对几种常用的方法做一个简单的介绍：（1） 有效折射率法：Birks等人最早研究光子晶体光纤时，将其与传统的阶跃折射率光纤类比，提出了等效折射率模型，主要

24、用来解释全内反射型光子晶体光纤的单模特性。这种计算方法简单，对光子晶体包层空气孔比较大的情况下其结果不够准确，此方法在此不再适用。（2） 全矢量法：模式场和有效折射率均被分解为平面波矢量，将波动方程简化为本征值方程，求解后可以得到模式和相应的传播常数。这种方法可以精确计算光子晶体光纤，但是计算繁杂，花费时间较多。（3） 超格子法：将光子晶体光纤的横向介电常数表示为两种周期性结构叠加，这两种周期性结构分别用余弦函数（或正弦函数）展开，同时将横向电厂按厄密高斯函数分解展开。利用正交函数的性质，将全矢量波动方程转化为矩阵本征值问题，可求得光子晶体光纤的模式特性、色散特性、偏振特性等20。（4） 光束

25、传播法：在给定的初始条件下，一步一步地计算出光子晶体光纤各个传播截面上的场。光束传播法提供了一个简单直观的途径来获得负责波导的模式谱和模式场截面，非常适用于计算在纵轴方向和几何结构都回发生变化的光波导的模式变化。（5） 有限元方法：有限元方法（Finite Element Method）通过对波动方程适用有限元的分析，从而形成特征值方程21。这种方法非常精确，同时也广泛适用。但是因为光子晶体光纤中的横向分布不可避免的要被离散为很多小块，所以大量的未知量是不可避免的。有限元方法适用不同形状、不同尺寸、不同排布的光子晶体光学的分析。全矢量有限元方法，是解决光子晶体光纤最为权威的一种方法，可以解决光

26、子晶体光纤中的绝大多数的问题。（6） 有限差分方法（Finite Difference）：此方法是最早来进行电磁场数值计算的方法。其基本思想是用有限个离散点构成的网络代替连续区域，这些离散点称作网络的节点。用在网格上定义的离散变量函数近似表示连续变量的函数，同时用差商近似表示圆方程和定解条件中的微商，则原微分方程和定解条件就可以用代数方程组，即有限差分方程组，近似表示。解此方程组就可以得到原问题在离散点上的近似解。有限差分法包括时域有限差分和频域有限差分。 频域有限差分法(Finite Difference Frequency Domain)利用有限差分原理，将麦克斯韦方程组化成矩阵形式的特征

27、方程，通过对特征方程的求解可以分析不同结构下电磁波的传输特性22。频域有限差分法方法对不规则、非均匀的散射问题有着广泛的适用性。用频域有限差分法可快速得到整个剖分域中的场值，而不必人为细分总场值，简单易行。且因为其生成的矩阵多为稀疏矩阵(即只有为数不多非零元素的矩阵)，所以在求解时计算量较少，极大地节省了计算机的内存资源。 时域有限差分法(Finite Difference Time Domain)作为一种主要的电磁场计算方法，是通过将麦克斯韦旋度方程转化为有限差分式而直接在时域进行迭代求解的。通过建立时间离散的差分方程，在相互交织的网格空间中交替计算电场和磁场。经过三十多年的发展，这种方法己

28、经广泛地应用到各种电磁问题的分析中。利用它可研究光子晶体光纤中的各种问题，包括色散，模式和非线性等。时域有限差分法精度较高，能得到电磁波的时域解，通过傅里叶变换可得到频域解。但是时域有限差分法的计算需要大量的存储空间，且计算时间较长。与时域有限差分法相比，无论是方程的差分还是边界条件的差分近似，频域有限差分法法都较简单、方便，同时在频域中不必对时间作量化处理，可以减少迭代过程，计算效率较高。但是，随着离散节点数的增加，频域有限差分法的计算时间会变得相当长，这一点极大地限制了该方法在分析实际问题中的应用。2.5 光子晶体光纤的研究进展自从1996年，J.C.Knight等人研制出第一根光子晶体光

29、纤后，世界各个研究单位逐渐开始重视对于光子晶体光纤的研发。莫斯科大学AMZhehikov等人也进行了包层具有周期分布空气导孔的多孔光纤的研制。研究发现，改变多孔光纤包层的几何结构，可有效地增强光纤中非线性效应。这种方法可应用于脉冲压缩、光孤子的形成和受激拉曼散射的增强。2001年，英国Bath大学Wadsworth等人实现了双包层光子晶体光纤结构。双包层光子晶体光纤掺杂离子为Yb3+离子，纤芯直径15.2m，数值孔径0.1l，内包层直径150m，数值孔径O.8，利用20 W光纤耦合二极管阵列泵浦该光纤，光纤长度为17m，获得了3.9 W功率输出，斜效率21 。实验中发现，双包层光子晶体光纤存在

30、随机散射中心，说明纤芯中存在着缺陷，有待进一步完善光子晶体光纤的结构。2002年，日本Norihiko等人以锁模掺Er3+光纤激光器为泵浦源，结合周期极LiNbO3，泵浦长60 cm的高非线性光子晶体光纤，得到波长调谐范围为0.780.90m的孤子脉冲，脉宽为55 fs，所用光子晶体光纤芯径为1.7m，零色散波长大约在0.69m处。2003年1月，Wadsworth等人报导了利用大模面积空气包层光子晶体光纤研制的高功率光子晶体光纤激光器，为双程后向线性腔结构，最大输出功率3.9 W，斜率效率30，实现单横模运转。所采用的光子晶体光纤纤芯直径为15m，内包层数值孔径大于0.8。为了使包层中的泵浦

31、光最大限度的耦合到纤芯中，提高纤芯对泵浦光的吸收，光子晶体光纤的掺杂纤芯采用了偏芯设计。2004年，Blaze曾发布了一款新型光子晶体光纤，该光纤是针对Nd3+微芯片激光器特别优化设计的，可产生超连续光谱，这种光谱可在单模光纤中产生一个宽带输出，光谱亮度超过太阳10000倍。Blaze表示利用微芯片激光器和光子晶体光纤可获得高性能光源，将会取代超高亮度LED等传统的宽带光源。清华大学研究人员理论上计算了光子晶体光纤的色散值，所选择光子晶体光纤结构参数为：空气孔问距为0.8m，空气孔直径与空气孔间距之比是0.835。研究结果表明：光子晶体光纤的色散补偿作用在高速率、大容量、远距离的WDM系统中具

32、有极大的应用价值。2005年，英国Bath大学AOrtigosa和Blanch等人用200 fs的泵浦脉冲在光子晶体光纤中产生了超连续谱，日本电报电话公司TYamamoto等人用波长1562 nm、脉宽2.2 ps、重复频率40 GHz的光脉冲注入到200 m长的色散平坦保偏光子晶体光纤中，在1550 nm区域产生了超过40 nm的均匀超连续谱，而美国Rochester大学Z. MZhu等人利用丹麦Crystal Fiber A公司低双折射、高非线性光子晶体光纤获得600lO00 nm的超连续谱23。2006年，澳大利亚悉尼大学的A. Argyros等人拉制出了聚合物材料的空气传导光子带隙光纤

33、24。同年，该大学的M. van Eijkelenborg等人又用聚合物材料拉制出了矩形纤芯的光子晶体光纤25。由于不同于传统石英材料光子晶体光纤堆拉法的拉制工艺，这些由聚合物材料拉制出的光纤具有更大的灵活性。2007年，张明明、马秀荣等人设计了一种高双折射光子晶体光纤，即增大两个与纤芯相邻的空气孔直径，使光纤只具有二重对称性，呈现出较高的双折射通过压缩X轴方向孔间距，进一步增大双折射度。采用全矢量有限单元法，研究了该光子晶体光纤基模对应的相双折射和群双折射，给出了该高双折射光子晶体光纤双折射随输入光波长的变化曲线。结果获得了1O-3量级的高双折射。具有设计参量的该光子晶体光纤结构的相双折射在

34、1550 nm处可以达到5.0 10-3，在更长的波长处，这一值会更高。2008年，黄艳月针对太赫兹频域对设计层状一维光子晶体光纤材料的原则，在高折射率材料中选取As2Se3（n=20.8）、GeS（n=2.5），低折射材料选取Teflon(n=1.31)和TPX(n=1.63)和PES(n=1.55)。采用传输矩阵法分析六种材料匹配组合时光在其中传输的带隙结构，最终在0.1-1 THz波段设计出高折射率层材料取折射率为2.8的As2Se3；低折射率层取折射率为1.31的Telfon，为最佳层状一维光子晶体光纤结构。锥形光子晶体光纤在最近几年也引起了人们的热切关注，其中悉尼大学的BJEgglc

35、ton小组的工作最为突出，他们研究了锥形光子晶体光纤的拉制、传输和损耗特性，并通过控制拉锥过程中空气孔的塌陷控制倏逝场26。PFalk等研究了在锥形光子晶体光纤中超连续谱的产生，指出了锥体结构参数和泵浦功率对超连续谱的影响27。2.6 光子晶体光纤的应用目前，国外的光子晶体光纤已经实现产业化，其应用已经渗透到了多种科研和工业领域，下面简单给予介绍：（1） 光子晶体光纤激光器：光纤激光器已经广泛应用于激光切割、激光焊接、激光钻孔、激光雕刻、激光打标、激光雷达、传感技术和空间技术以及激光医学等领域。2005年掺镱光纤激光器单根光纤已经实现了1360 W的激光功率输出。但是，常规掺镱双包层光纤利用掺

36、杂来实现光纤包层与纤芯之间的折射率差，使得维持单模传输的纤芯面积难以增加，限制了双包层掺镱光纤激光器性能的进一步提高。双包层掺镱光子晶体光纤的诞生，解决了大有效面积与单模传输的矛盾，极大地推动了光纤有源器件的技术进步。它可以根据激光器件的要求，设计制造纤芯掺杂浓度高、模场面积大、内包层数值孔径大，同时维持纤芯单模传输的高要求。双包层掺镱光子晶体光纤如图6所示，内包层采用小占空比的空气微孔点阵，实现纤芯的单模传输，既能够实现较大的模场面积，减小高功率激光传输形成的非线性效应，又能够实现高光束质量的激光输出。外包层采用较大的空气孔，形成较大的折射率反差，从而增大内包层的数值孔径，提高泵浦光耦合效率

37、，其内包层975 nm的数值孔径可以达到0.9。而且，由于外包层中分布着较大的空气孔，没有光辐射到光纤的涂层上，大大地提高了该光纤激光器的散热性能和耐热性能。2005年德国Jena公司采用双包层掺镱光子晶体光纤，单纤获得了1530 W的激光输出。图6 不同结构的双包层掺镱光子晶体光纤。（2） 光子晶体光纤放大器：铒镱共掺光子晶体光纤放大器是近年来光纤放大器的研究热点，国外在该方面进行了大量的基础应用研究。Akira等将07 nJ、700 fs、47 MHz、32 mW的1557 nm的种子光注入到9 m铒镱共掺双包层光子晶体光纤，在7.1 W的975 nm泵浦光功率作用下，在1550 nm获得

38、了100 fs、74 nJ、350 mW的放大激光输出,如图7所示28。其光束质量因子M2小于1.05，表现出单横模特性。该铒镱共掺双包层光子晶体光纤的参数为：晶格常数A=22m，占空比为054，空气外包层直径222m，纤芯Er3+和Yb3+的浓度分别为140 ppm和2000 ppm，模场直径26m，纤芯数值孔径为0.04，内包层数值孔径为0.58，976 nm泵浦吸收系数为1.6 dBm。图7 铒镱共掺光子晶体光纤放大器。（3） 超连续光谱：超连续谱是高功率密度脉冲激光通过非线性介质产生的强烈光谱展宽，利用光脉冲在光子晶体光纤中的自相位调制、受激喇曼散射以及四波混频等非线性效应，可使输入脉

39、冲展宽得到超连续谱。超连续谱光源在飞秒激光脉冲的相位稳定、光学频率测量、光学相干层析、超短脉冲压缩、激光光谱学和传感技术等领域具有广泛的应用。普通石英单模光纤的非线性系数为1.1 W-1.km-1，而高非线性光子晶体光纤由于光被周围周期性的空气微孔阵列严格地限制在纤芯中，其非线性系数是普通石英单模光纤的几十至几百倍，可以高达245 W-1.km-1。因此，在光子晶体光纤中不需要超快飞秒脉冲、所用脉冲泵浦的峰值功率可以低到次千瓦量级，这比常规光纤所需的功率低12个数量级，在此情况下就可以产生较大的非线性频率变换和双倍程(4001600 nm)的超连续光谱。另外，光子晶体光纤的色散特性具有较大的设

40、计灵活性，保持包层内空气孔间距不变而增大空气的填充比例就可以减小纤芯面积从而增强非线性效应，同时由于纤芯和包层之间极大的折射率差使得波导色散增大，结果零色散波长可以移至短波长波段(670880 nm)，使得这些光纤特别适合采用掺钛蓝宝石激光或Nd3+泵浦激光光源的超连续光发生器。（4） 色散补偿器件：色散是光纤通信系统中的重要参数，它限制了光通信系统的传输速率。光子晶体光纤的出现，为光通信系统的色散补偿提供了良好的色散管理工具。正是由于改变空气孔的点阵和大小，光子晶体光纤的色散和色散斜率会急剧地改变，因此光子晶体光纤在色散补偿中的应用受到了国内外学者的广泛关注。FGerome等设计了一种双芯的

41、光子晶体光纤，其负色散系数为-10000 ps(nm.km)。Huttunen等报道了一种具有高折射率纤芯双芯光子晶体光纤，色散系数为-59000 ps(nm.km)，并且能够实现105 nm的宽带色散补偿。Huttunen还提出了一种有效面积为80m2，内芯折射率为1.5，外芯折射率为1.3859的双芯光子晶体光纤，其1550 nm的色散系数为-1600 ps(nm.km)，补偿带宽达330 nm，实现整个C+L波段(15301625 nm)的色散补偿。日本T. Fujisawa等提出既具有较大负色散系数，又能够对标准单模光纤进行色散斜率补偿的双芯光子晶体光纤，该双芯色散补偿光子晶体光纤的结

42、构参数为：=1.4633m，外芯微孔点阵的d1/=O.2804，其它部分微孔点阵的d2/=03956，其1550 nm的色散系数为-538 ps(nm.km)，既能够对单模光纤C波段的线性色散斜率进行补偿，又能够进行整个C波段进行色散补偿，同时，补偿后的残余色散在±0.8 ps(nm.km)范围内，非常适合40 G高速大容量传输系统的色散补偿。可见光子晶体光纤在色散补偿领域具备超凡能力，这预示光子晶体光纤在未来的WDM以及DWDM高速大容量系统中的色散补偿将扮演着越来越重要的角色。此外，光子晶体光纤还可以应用于光开关于传感器、高能激光传输、偏振控制器件、光栅滤波器、医疗光镊、红外传感

43、、生物传感等领域，多芯光子晶体光纤可以在相干光激光、定向耦合器、声光调制器等领域具有广泛的应用。第3章 结论目前，光子晶体光纤的研究已经取得了长足的发展，而近年来，越来越多的科研人员开始转入这个领域进行研究和探索，无论是光子晶体光纤的理论算法，还是光子晶体光纤的新特性揭示，或者是新型结构设计和工艺研究，基本的研究似乎已趋于完善，因而大多的研究工作转向了应用开发及其实验研究，如利用光子晶体光纤产生的超连续谱进行物质探测己经成为了一个重要的应用。由于光子晶体光纤具有普通光纤所不具备的各种新颖特性，其在光器件领域应用具有巨大的潜力，光子晶体光纤灵活而善变的新奇特性给科研工作者提供了更为广阔的想象与创

44、新的空间，预示着光子晶体光纤将会在光通信、光器件、光传感等领域具有广泛的应用前景。随着研究的不断深入完善和全面发展，可预计光子晶体光纤即将被广泛地应用于光电和信息领域，并成为其中重要的新兴产业。参考文献1 E. Yablonovitch. Inhibited spontaneous emission in solid-state physics and electronics. Phys. Rev. Lett. 1987, 58: 2059-2062. 2 S. John. Strong iocalization of photons in certain disordered dielect

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