基于多层结构的光学单向隔离器的设计与仿真说明书
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目录中文摘要 .1英文摘要. 2第一章 绪论. 3 1.1 表面等离子体的光学简介 .3 1.2 FDTD算法的简要介绍.5第二章 多层结构的光学传递函数分析.8 2.1单层膜结构传递函数的推导：.8 2.2多层薄膜系统传递函数的推导：.13 2.3等效介质理论.14第三章 单向隔离器的设计与数值仿真 .15 3.1多层薄膜的光学传递函数设计与优化.15 3.1.1银膜厚度对光学传递函数的影响.15 3.1.2二氧化硅膜厚度对光学传递函数的影响.17 3.1.3小结.19 3.2光栅-多层薄膜系统光隔离器的数值仿真：.20 3.2.1光栅-多层薄膜系统的结构参数：.20 3.2.2 光栅-多层薄膜系统的单向传输特性仿真：.21第四章 论文小结.24致谢. 25参考文献. 26基于多层结构的光学单向隔离器的设计与仿真摘要：随着表面等离子体亚波长光学的迅速发展，具有不对称光学传输的亚波长光学器件已经成为一个新的研究热点。本文利用多层结构的等效介质理论及传输矩阵理论进行研究了Ag/SiO2多层结构的光学传递函数，设计了一种具有窄带滤波特性的高通滤波多层结构。通过结构端面光栅周期的优化设计，使得仅单一入射方向的入射波产生的衍射波处于导带内而可以通过。在此基础上，通过FDTD仿真计算验证了上述隔离器功能实现的可行性。关键词：光栅衍射，单向传输，多层结构，超衍射极限1Abstract:With the development of surface plasmon subwavelength optics, subwavelength non-reciprocal electromagnetic transmission devices has become a new hot spot for applications in all optical circuits. In this paper, we have systematically investigated the optical function of multilayered structure through the Effective Medium Theory(EMT) in combination with transfer matrix method, and obtained device parameters only allowing the transmission with spatial frequency within a narrow band. Furthermore, based on the optimization of grating period on termination, we realized only single order of diffracted wave incident form one side is within the pass band as a result can pass through, while transmission with incidence from the other side will be forbidden. The unidirectional transmission for this proposed isolator has been verified by using FDTD simulation.Keyword:Grating diffraction,multilayer structure,unidirectional transmission,sub-diffraction-limit2第一章.绪论1.1表面等离子体光学简介： 电磁场1入射到金属的表面，就会导致金属的表面上的自由电子的集体振荡，感生出一种可以沿着金属的表面传播，而且会在沿着垂直于金属的表面方向上呈现指数衰减的表面电磁波，这种表面电磁波就会被称为表面等离子体2-6(surface plasmon polaritons，SPs)。1902年，R. W. Wood7在物理实验中就看到金属光栅的衍射分布谱中出现了新的衍射峰（谷），就是Wood共振； U. J. Fano等人在1941年指出，在金属薄膜和空气界面上激发了表面电磁波，从而会产生Wood共振现象；1959年, C.J.Powell和J. B. Swan做了一个关于对穿过镁薄膜的高速电子的能量损失谱的实验，从而证明了了表面等离子体的存在。迈入了新的21世纪, 因为纳米科技的蓬勃发展，还有大量的有关于表面等离子体的新颖奇特的光学现象的发现，如：纳米金属颗粒附近的局部表面等离子体共振(localized surface plasmon polaritons, LSPs)，亚波长孔阵列金属薄膜异常透射(EOT)，表面增强拉曼散射(SERS)，表面等离子体荧光增强，表面等离子体太阳能电池等，使得表面等离子体光学成为微纳光学领域新的研究热点。 从上面的分析我们可以知道，SPs的绝多数的能量都会束缚在金属还有介质的交界面上面，而处于交界面两边的金属还有介质空间都为倏逝场。我们在下面的分析计算中将会推导出表面等离子体的色散关系8-10。 我们可以假设：金属/介质的分界面是在z=0的x,y平面，当z0的半无限大空间是真空或者是介质（介电常数的值是），入射光所处的平面是x-o-z平面而且磁场的方向是沿着y轴的方向（TM偏振），可见图1.1。对于z0的区域，磁场可以写成是，； 而对于z0的区域，磁场则可以写作是，；从边界条件我们可以知道：1磁场的切向分量是相等的；2切向波矢也是相等的。我们可以令，从而可以得到： 图1. 1半无限大金属/介质界面 在可见光的频率区间，real()0，所以可以得到； 因为，所以可以得到0。又由于，所以0；我们从这里可以看出SPs的场强在垂直于金属分界面的方向上都为指数衰减的倏逝波形式，它沿着金属的表面的x方向的波长是。当，复数形式的就可以化简成： 从而沿着金属/介质分界面传播的表面等立体字的波长（）还有传播长度（）就可以分别写作： 和 而对于金属银的话，在波长是5154入射光的照射下面，它沿着分界面的传播长度则为22；如果波长改为10600的入射光照射，那么它沿着分界面的传播长度就变为500,在传播的过程中光波损失的能量就会都转换成为焦耳热。 那么在和分界面垂直的方向上面，SPs的振幅会呈现指数的衰减。若然以振幅衰减到原来的1/e这样来定义穿透深度（e是自然常数），那么SPs在金属还有介质当中的穿透深度还有就可以分别写成是： 以入射波长是6000作为一个例子，金属银的是3900，是240；金属金的是2800，是310。 因为，SPs的动量和入射光子的动量不是互相匹配的，所以在一般的情况下，SPs是不可以被直接激发的，只有通过动量补偿的方式才可以激发表面等离子体。而激发它们也有一个共性，那就是无论是哪一种激发的方式，都是通过补偿和之间的相差的值来实现的。 总的来说，SPs波在本质上是一种只可以束缚在导体表面，并且可以沿着分界面传播的高度局域，非辐射的高频倏逝波11-14。但是，正是因为SPs具有场空间高度局域增强和空间尺度受限的特性，这为我们利用SPs实现超衍射极限光学信息的耦合传递提供了有力的途径。1.2 FDTD算法的简要介绍： FDTD（Finite-Difference Time-Domain)，中文名叫做时域有限差分法，它是最早是由K.S.Yee15-19在一篇论文上面提出来的，后来人们又称它是Yee网格空间离散方式，这个方法在电磁波场的模拟还有弹性波长的模拟中有非常广泛的应用。它的基本思想就是通过空间和实践的离散化，这样就会是偏微分波动方程可以得到转化，成为了有限个的差分方程。如果在给定了初始条件，激励还有特定的边界条件下，我们就可以使用这个差分方程导出所求的系统的时域响应，之后我们在根据自身的需求就可以对响应进行分析计算，从而研究空间波的传播特性。 FDTD的核心思想是把带时间变量的麦克斯韦有关于旋度的方程转化成为差分的形式，这样就可以模拟电子的脉冲还有理想导体作用的时域响应。运用时域有限差分的方法来运算，我们要把所求的空间区域按照一定的网格来进行划分，而且只能去网格节点上面的未知变量，来作为我们计算的对象；与此同时，我们又可以把时间离散，单是对网格的结点上面的未知变量在离散时刻的值进行一番计算。这样的话，通过在单独每一个离散点和离散时刻上用差商替换了偏微分方程的微商，我们就实现了把偏微分方程的求解转化成为求解有限个差分方程的问题了。从偏微分方程里面推导出来的差分方程的一般通式，我们称之为这个方程的差分格式。就算是一个高精度的差分格式，也不可能可以肯定的给出偏微分方程的准确的近似解，因为要想的到好的近似解还与我们所使用的网格剖分的体系有很大的关联。K.S.Yee也是设计出了一个好的，合理的网格体系之后才成功创立了计算电磁场的FDTD法。 FDTD算法在使用的时候是用了特定的差分格式，按照时间的步长，从而逐步把被计算空间里面的弹性波随着时间的变化的情况推演出来的，这里面就涉及到了一个稳定性的问题。如果时间步长还有空间的网格剖分体系不是相互匹配的话，那么我们得到的计算结果也会因为随着计算步数的增加，从而毫无限制的增大，这样的话计算结果发散也就没有了意义。从实践当中得出，我们对于已经确定了的空间步长，时间步长如果小于一个临界值，那么这样就可以让FDTD差分格式的稳定性得到了保证。 时域有限差分法还存在着一个数值的色散问题。所谓色散，就是说在一些介质中，波的传播的速度是和频率相关的。如果是在非色散介质中传播，那么波速就应该和频率无关。但是，因为有限差分法只是在一个特定的网格步长的对于波动方程的一个近似结果，所以就算是在非色散介质中，我们用FDTD计算的时候还是要考虑到色散的现象，而且其中波速和波长、传播的方向还有离散化的步长都是相关的，这个因为数值计算而导致的色散就叫做数值色散，它不是物理本质上的色散。数值色散是时域有限差分法的计算中躲避不了的现象。有人会说那么只要减少步长，让离散的差商也更接近于连续的微商，这样就可以削弱数值色散的影响。但步长的减小也意味着总的网格数目的增加，使计算量增大。若然空间步长一定，由于数值色散导致的我们计算波速的误差在高频的时候比较大，而在低频的时候基本是可以不计的。这就说明用FDTD模拟的波会有一个最高频率的限制，换句话说也就是存在一个截止频率，比截止频率还高的波是不可以在该网格中传播的。一般来说，应该让被模拟的波的波长比空间步长的10倍大。 FDTD也有广泛的适用性、直接时域计算还有适合并行计算这三个特点。所谓广泛的适用性指的是时域有限差分法的直接出发点是我们熟悉的麦克斯韦方程，所以说使用的途径很多。而直接时域计算指的是它是在每一个时间步长中计算了网格的空间每一个点的状态变量，它可以直接模拟出介质和波的相互作用的过程，得到很清晰的时间演化物理图像。最后一个是适合并行计算，它指的是每一个网格结点上面的状态的变量的值只和周围的相邻节点的状态变量值还有上一个时间步的场值相关，所以FDTD特别适合并行计算。 由于FDTD算法具有以上优点，目前这种计算方法已被十分广泛地应用于在电磁仿真计算领域，解决各种各样的应用，涉及光的散射、衍射和辐射传播。第二章.多层结构的光学传递函数分析2.1单层膜结构传递函数的推导： 为了计算的方便，我们先从单层膜结构的传递函数开始计算，再推广到多层膜结构当中。麦克斯韦方程组是基本的电磁场方程组，揭示了电磁场的一般的规律。交流变化的电磁场，按照一定电磁学的规律传播，从而形成了电磁波。我们从麦克斯韦电磁场的理论可以知道，在无线的空间中某一个区域中的电场发生了变化，从而会产生出磁场，产生的磁场也按照一定的规律变化，我们又可以得到电场，两者不断的交织在一起，相互影响相互产生，从而变成了电磁波传播到了远方。光从本质上来说也是一种电磁波，我们可以先从解麦克斯韦方程组入手，继而推导光学的传递函数。麦克斯韦方程组的微分形式描述了空间任意一点场的变化规律，其形式为： （2-1）麦克斯韦方程组的积分形式则是描绘了一个空间的累积效应，它的形式可以写成是： （2-2） 式中 ：B-磁感应强度矢量，E-电场强度矢量，H-磁场强度矢量， D-电位移矢量 ， J-传导电流密度，-电荷密度。为了可以确定各个电磁场量，还需要加入线性和各向异性的媒质的本构关系： （2-3）其中、分别为介质的电导率、磁导率及介电常数。有关于麦克斯韦方程组在两种介质的交界面的边界条件是： （2-4）在无限大无源的空间内，散度为零，这样的话就可以简化麦克斯韦方程组： （2-5）那么切线方向的边界条件也可以得到简化： （2-6）由2.1可知，表面等离子体有着跟TM波一样的的性质，所以要想激发SPs，就要用到TM波。我们可以从TM波的定义知道，磁场在沿着传播的方向上是无分量的，即磁场和入射平面相垂直。可见下面的示意图： 图2.1 TM波的示意图对于TM波来说，如果设它的时间因子是：。由（2-5）中的： 我们可以得到： （2-7）对于TM波来讲，它的导纳是： （2-8）对于不同的介质当中它的导纳则能写为：。又,对于非磁电介质：。也就是。 （2-9）其中代表的是入射光在真空中的波矢而对于单层薄膜来说，只需要考虑TM波入射时候的情况，其示意图如下图所示： 图2.2 厚度为d的单层薄膜，入射波为TM波首先，上图可知： （2-10）在区域1里面有： （2-11） （2-12）也就是： （2-13）在区域1和区域2的分界面那里有： （2-14） （2-15）在区域2里面有： （其中） （2-16）在区域2和区域3的分界面那里有： （2-17）可得： 也就是： （2-18）上面的推导过程是仅仅对于单层的膜在TM波的情况下计算得出的结果。很明显它的传输矩阵为： （其中） （2-19）所以对于单层薄膜来讲，以TM波入射的时候，它的传递函数为： （2-20）2.2 多层薄膜系统传递函数的推导： 下面我们继续推广到多层薄膜当中来推导光学系统的传递函数。 如下图所示的一个多层薄膜结构的系统，它的总的传输矩阵反映这些薄膜空间前后的电磁场互相之间的关系，而它的实质就是每一层薄膜的特征矩阵的乘积。 图2.3 多层薄膜系统如果用表示第j层的特征矩阵，那么就有： (2-21)其中： （其中） (2-22)只要将、的表达式带进去上面的式子，就可以得出多层薄膜的传递系数。2.3等效介质理论： 等效介质理论，即EMT20-21（Effective medium theory) 等效介质理论是在研究亚波长结构时常用的近似理论。亚波长结构具体指的是物体的特征尺寸与光波波长可比拟时，我们称之为亚波长结构。光波与亚波长结构作用时，光场的偏振起着十分重要的作用，所以普通的标量衍射理论的近似的条件就不适用了，此时要用严格的矢量衍射理论来进行分析计算。 介电常数还有介质的折射率可以用这个式子来描述。对于亚波长多层结构，当层厚远小于波长时（） ，多层结构的等效介电常数可以方便地使用各层材料介电常数的组合来表示。 其中两种不同的介质的介电常数分别用和，则表示的是填充率，也就是介电常数是的介质的体积和介质的总体积的比。由此可见多层结构相当于各向异性的等效介质，为面内x，y方向的介电常数，为面内z方向的介电常数。因而，多层结构的等效介质所对应的色散方程为： 第三章.单向隔离器的设计与数值仿真3.1多层薄膜的光学传递函数设计与优化： 本文所设计的单向隔离器使用的工作波长为633nm，对于二维平面波导，光的偏振为TM偏振。该装置由于是平面的结构，因而具有体积小、易制备、成本低的特点。 首先，我们所设计的光单向导通隔离器是基于多层结构的窄带滤波器。因此，我们首先开展单项隔离器中多层结构窄带高通滤波器的结构参数设计。 3.1.1银膜厚度对光学传递函数的影响： 运用多层薄膜结构的转移矩阵方法，我们先探讨一下银层的厚度对光学传递函数(Optcial transfer function, OTF)的影响，即不同空间频率波矢的透过率。为寻找最佳的银层厚度，我们首先固定二氧化硅层的厚度是20 nm，得到了不同银层厚度条件下多层结构的光学传递函数，多层结构的厚度为9对18层。计算过程中SiO2的折射率为1.46，金属银的折射率为0.156+3.8i。（1）银取20 nm：图3.1 银层厚度是20 nm，二氧化硅层厚度是20 nm 从上图我们可以看出，当是1的时候，光学的传递函数有个很窄的透过峰。当在1.2-2时，光学的传递函数的值始为0。 当在2-4.2区间内，光学的传递函数的值有了明显的提升，而且随着的持续增大，光学传递函数的值有震荡的变化。当的值大于4.3以后，光学的传递函数的值较快的降为零。可见，该结构的导带空间带通频率位于2-4.2内，带宽为2.2。 （2）银取25与30 nm： (a) (b)图3.2银层厚度分别为(a)25 nm和(b)30 nm，二氧化硅层厚度是20 nm时的OTF 通过图3.2跟之前的图3.1进行对比，我们发现光学的传递函数的曲线变化主要体现在透过峰会变窄，也就是加强了银层厚度以后会增强其窄带滤波幅度。此外，与图3.1相比透过率的峰值有不同程度的减小。物理解释为，银为损耗介质，增加银层的厚度会增加材料的吸收的损耗，使得透过率降低。 在图3.2（a）中我们可以看到，当银层的厚度为25nm时， 可见，该结构的导带空间带通频率位于2.2-4.0内，带宽为1.8。与银层厚度为20nm的情况相比，通带带宽降低了0.4；在图3.2（b）中可见，当银层的厚度为30nm时， 可见，该结构的导带空间带通频率位于2.5-3.6内，带宽为1.1，但最大透过率仅为0.2左右。（3）银取35与40nm： (a) (b)图3.3银层厚度分别为(a)35 nm和(b)40 nm，二氧化硅层厚度是20 nm时的OTF 由图3.3可见，随着银层的进一步加厚，光学的传递函数在上取得大于0的值的区间确变化不大，但光学的传递函数的值也进一步的减小至0.1以下。不过从实用性的角度，要求器件有较低的损耗，由于这种结构的损耗达到90%以上，不适宜做波导或光传输转换器件。 通过上述分析可知，结构的导带带宽随银膜厚度的增加而变窄，因而更有利于获得压低器件的带宽；同时，器件的透过率随银膜厚度的增加而降低。因此，我们需要的是一个恰当的银层的厚度，它既可以保持一个较理想的光通过率，也要具备窄带滤波器的功能。综合上述影响因素，平衡损耗与带宽，我们取器件的银膜厚度为30nm. 3.1.2二氧化硅膜厚度对光学传递函数的影响： 在之前的实验当中，我们已经验证了银膜对光学的传递函数的影响，下面我们进行进一步的研究，观察二氧化硅膜厚度对于光学传递函数的值的影响。我们也首先设定一个不变的银层的厚度，为30 nm。（1）：二氧化硅取15和20nm： (a) (b)图3.4 二氧化硅层厚度为（a）15 nm和（b）20nm，银层厚度是30 nm时的OTF 由图3.4(a)中可知，当二氧化硅层厚度为15nm时，该结构的导带空间带通频率位于2.5-4.4内，带宽为1.9,其透过率的峰值约为0.3左右，可见其带宽较大，且透过率较低；在图3.4（b）中可见，当二氧化硅层厚度为20nm时，该结构的导带空间带通频率位于2.3-3.9内，带宽为1.6，但最大透过率为0.4左右。 总结的来说，就是说二氧化硅层的厚度增加了5 nm之后，导带的范围变窄了，而且光的透过率也有所增加，还有整个导带有向左移动的趋势。我们可以在下面的实验中，进一步的增加二氧化硅层的厚度，以此来验证我们的假设。（2） ：二氧化硅取25和30 nm： (a) (b)图3.5 二氧化硅层厚度为（a）25 nm和（b）30nm，银层厚度为30 nm时的OTF 从图3.5可以看出，增加二氧化硅层的厚度对于光学的传输函数的影响与我们之前的假设完全一致。当二氧化硅层厚度为25nm时，该结构的导带空间带通频率位于2.1-3.5内，带宽为1.4,其透过率的峰值约为0.5左右，可见其带宽显著减小，且透过率增加；在图3.5（b）中可见，当二氧化硅层厚度为30nm时，该结构的导带空间带通频率位于2.1-3.3内，带宽为1.2，但最大透过率大于0.5。 通过上述分析可知，结构的导带带宽随介质SiO2薄膜厚度的增加而变窄，因而更有利于获得压低器件的带宽；同时，器件的透过率随SiO2薄膜厚度的增加而增加。3.1.3小结： 通过银层和二氧化硅层的厚度对于光学的传输函数的影响，我发现保持二氧化硅膜厚度不变，增加银膜的厚度，将会降低光学的传输函数的透过率，同时会减小导带带宽。而保持银膜的厚度不变，增加二氧化硅膜的厚度，则会使得光学传输函数的值增加，而且函数的曲线会向小波矢方向移动，导带带宽亦随二氧化硅膜厚度增加而变窄。为实现低损的窄带滤波器，综合考虑并平衡器件损耗与带宽两个重要因素，最后取多层结构中优化的银膜厚度为30 nm，二氧化硅膜的厚度为20 nm。3.2光栅-多层薄膜系统光隔离器的数值仿真： 完成多层结构窄带滤波结构的参数设计之后，为实现器件的单向导通功能，我们需要进一步设计多层结构两端的衍射光栅的周期。目的使得只允许单一入射方向的光栅衍射波位于多层结构带通滤波器的导带之内，以此来实现隔离器单向导通光的功能。3.2.1光栅-多层薄膜系统的结构参数： 我们选用的工作波长为633 nm的TM偏振光波作为入射光。我们要实现器件的如下功能：当入射光照射到A面的光栅时，光栅衍射波的波矢位于多层结构带通滤波器的导带之内，进而入射光波耦合通过器件结构，实现光的导通特性；当入射光照射到B面的光栅时，光栅衍射波的波矢位于多层结构带通滤波器的禁带之内，光波的传输被截止，从而实现单向导通的隔离器的功能。 我们根据光栅的衍射方程，来设计光栅的周期参数： （3-1） 其中：指的是真空中的波矢，指的是入射角（如果是垂直入射的情况下，为0，也就是说也为0），指的是衍射级次，指的是光栅的周期，指的是透射的衍射波的波矢。是一个常数，根据公式： （3-2）结合公式（3-1）还有（3-2），我们可以化简出一个这样的形式，下面我们进行推导：假设光波垂直入射，即，则，可以化简为： （3-3）用公式（3-3）除以真空中的波矢（3-2）后，可以得到： （3-4）从（3-4）我们可以看出，参数的值就是 由于为真空中的波长，而表示的是衍射级次，所以可以通过调节光栅的周期来控制光栅衍射波的波矢 。下面我们对多层结构底部（A面）及顶部（B面）的光栅周期进行设计：（1）底部A面光栅的设计：从图3.4 二氧化硅层厚度为20nm银层厚度是30 nm时多层结构的OTF中可以看出，该结构的导带空间带通频率位于2.3-3.9内，带宽为1.6，但最大透过率为0.4左右。我们取底部A面的光栅周期为200 nm。光栅衍射级次分别为1、2、3时的衍射波矢分别为3.165、6.33和9.495。从图中我们可以看出，只有一级衍射的衍射波位于导带内，故可以通过中间的超材料银/二氧化硅层耦合输出到出射端面。（2）顶部B面光栅的设计：仿照底部光栅的设计，我们取光栅的周期是280 nm。光栅衍射级次分别为1、2、3时的衍射波矢分别为1、2、3时衍射波矢分别为2.26、4.52、6.78。从图中我们可以看出，所有衍射级次的衍射波均处在禁带当中而无法通过器件。3.2.2 光栅-多层薄膜系统的单向传输特性仿真： 通过前面的理论分析与结构设计，我们得到了优化的光栅周期分别是200 nm还有280 nm，理论预期在633nm的TM偏振照明下可以实现单向导通功能，即：光波从A面进入可以透过中间的材料层完成出射；而光波从B面则不能穿过材料层完成出射。为验证上述理论假设，我们利用FDTD方法进行仿真实验，验证我们的理论预期。 仿真计算所使用的参数如下：工作波长为633nm的TM偏振光，多层结构中 的厚度为20nm, 银膜厚度为30nm,多层膜的层数为9对（18层）。衍射光栅的材料为高吸收的金属Cr，A面的光栅周期为200nm，B面的光栅周期为280nm，光栅高度为40nm，计算过程中横向采用周期性边界条件，上、下入射与出射端为散射边界条件。通过计算可得当入射光从A、B端入射时结构内的磁场强度分布图：（1）当光波从底部A面光栅垂直入射的情况，磁场分布如图3.6所示：图3.6 光波从底部A面垂直入射 从图3.6可以看出，从底部入射的光波可以通过所设计的单向隔离器，并形成了如图所示的花纹。底部为入射的TM偏振光，它被光栅耦合到了中间银/二氧化硅材料层的通带当中进行传输，最后通过顶部的光栅出射。（2）当光波从底部B面光栅垂直入射的情况，磁场分布如图3.7所示：图3.7 光波从顶部B面垂直入射 可见，光波从顶部的B面入射后，经过光栅的衍射作用后，所有衍射级次的衍射波均处在禁带当中而无法通过器件。显然，通过严格的数值计算与仿真，我们验证了理论预期的所有级次的光波都不能通过材料层的假设与仿真实验结果完全一致。上述研究结果表明，利用上述结构参数完全可以实现亚波长单向隔离器的功能。第四章.论文小结 非对称光学传输的亚波长光学器件已经成为一个新的研究热点。本文利用多层结构的等效介质理论及传输矩阵理论进行研究了Ag/SiO2多层结构的光学传递函数，设计了一种具有窄带滤波特性的高通滤波多层结构，得到了优化结构参数，且其导带带宽可以控制在1.2 以内，透过率可达50%以上。通过结构端面光栅周期的优化设计，使得仅单一入射方向的入射波产生的衍射波处于导带内而可以通过，获得了亚波长尺度上的单向隔离器件。在此基础上，通过FDTD仿真计算验证了上述隔离器功能实现的可行性。 该设计出的单向导通的不对称传输的隔离器，利用了新型的超材料结构，工作于633 nm的TM偏振光照明的可见光频率波段的光学系统中，相信本文能够为单向隔离器的小型化与高度集成提供有益的参考。致谢 首先，我最应该感谢的人应该是我的指导老师胡继刚老师。他一直以一种认真的态度指导我的论文写作，给与了我很大的帮助！ 在本文完成之际，无论我设计的单向隔离器是否真的能够排上用场，我能够从做实验设计，然后写论文的过程中学习到了很多的理论知识，以及学会以运用很多软件，这些都是我人生宝贵的经验。几个月的设计时间虽然短暂，但我却过得非常的充实。我由衷地感谢关怀、教诲、帮助、支持和鼓励我完成学业的老师、朋友和亲人。 非常的感谢我的导师：胡继刚老师，在这一段时间以来，他不仅在学习、科研上一直对我细心指导，严格要求、热情鼓励，而且为我创造了很多锻炼提高的机会。胡老师循循善诱、总领全局，每当我有困难或者疑虑的时候都给我耐心的讲解。胡老师渊博的知识、宽广无私的胸怀、夜以继日的工作态度、对事业的执著追求、诲人不倦的教师风范和对问题的敏锐观察力，都将使我毕生受益。 在此我谨向我的导师胡继刚老师以及在毕业设计过程中给予我很大帮助的老师、同学们致以最诚挚的谢意！参考文献1Rather. H. Surface Plasmons on Smooth and Rough Surfaces and on Gratings M. Heidelberg:Springer, 1988: 9-30.2Shelby R A,Smith D R and Schultz S. Experimental verification of a negative index of refraction. Science,2001, 292(5514): 77-79.3Gramotnev D K，Pile D F P. Single-mode subwavelength waveguide with channel plasmon-polaritons in triangular grooves on a metal surfaceJ. Applied Physics Letters，2004，85（26）：6323-6325.4Moreno E，Garcia-Vidal F J，Rodrigo S G. Channel plasmon-polaritons：modal shape，dispersion，and losses J. Optics Letters，2006，31（23）：3447-3449.5FAINMAN Y,TETZ K,ROKITISKIR,etal. Surface plasmonic fields in nanophotonicsJ.Opt.PhotonicsNews, 2006, 17(7): 24-29.6ZAYATS A V, SMOLYANINOV I I. Near-field photonics: surface plasmon polaritons and localized surface plasmonsJ. J. Opt. A, 2003, 5: S16-S50.7Wood R W. On a remarkable case of uneven distribution of light in a diffraction grating spectrum. Phil.Magm,1902,18(269): 396-397.8J. B. Pendry, Negative Refraction Makes a Perfect Lens. 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