删除或更新信息，请邮件至freekaoyan#163.com(#换成@)

非互易旋电材料硅基矩形波导的色散特性研究

本站小编 Free考研考试/2021-12-29
摘要:研究设计了基于光通信C波段旋电材料的矩形波导, 利用有效折射率法对波导有效折射率及横向电场分布进行求解, 得到矩形波导中$ {\rm{E}}_{mn}^x$导模的色散方程. 研究了在外磁场作用下表面磁等离子体激元的非互易传播特性. 还研究了结构参数和材料折射率对非互易色散关系、时延特性的影响. 结果表明: 其色散曲线随波导宽度的递增逐渐趋向平面波导; 群速度vg与波导宽度、传播常数、工作波长相关; 矩形波导芯区宽度在140—233.5 nm范围内的波导工艺容差较大; vg与矩形波导y方向包层材料折射率成正相关, 当材料为金属银时慢光效应最明显, 传输速度最小可以达到2.8 × 10–3c.
关键词: 矩形波导/
有效折射率/
表面磁等离子体激元/
非互易性

English Abstract


全文HTML

--> --> -->
1.引　言
光子单向边缘态是2008年由普林斯顿大学的Haldane (2016年诺贝尔物理奖得主)提出的[1], 他预言了磁光光子晶体的边界可以存在单向电磁边界模式(one-way electromagnetic edge mode, OWEM)[1—3], 即被约束在磁光光子晶体边界的表面波, 其主要特征是它的群速度仅指向一个方向. 由于外磁场的作用, 磁光晶体介电张量中的非对角元发生改变, 产生旋电各向异性, 时间反演对称性被破坏, 使得被局域在介质与等离子材料交界面的表面等离子体(surfaceplasmons, SPs)表现出非互易传播的特性[4,5], 这种非互易SPs被称为表面磁等离子激元(surface magnetoplasmons, SMPs)[6,7]. 当等离子材料的电子回旋频率与其等离子频率的量级大小可以比较时, SMPs的渐近频率在前后两个方向上会有明显不同, 使得SMPs在两个不同渐近频率间隔之间的区域单向传播, 而完全不存在反向传播模式, 反向的散射被完全抑制. 2009年, 麻省理工大学的Wang等[3]首先在微波系统中使用磁光材料光子晶体, 用实验证明了OWEM的存在. 此后, 不断有科研工作者对单向光子晶体波导进行研究, 实现了光隔离器[8—12]、光环形器[13—16]、光开关[17,18]等非互易光学器件. 近期的研究主要集中在磁光材料混合的太赫兹平面波导结构[19,20]. 例如2017年, Tsakmakidis等[20]设计的波包进出时间非对称的磁光材料混合平面波导系统, 其中的平面波导支持光子单向边缘态, 因此系统的洛仑兹互易性被打破, 在太赫兹波段将传统的时间-带宽限制提高了两个数量级.
本文对光通信C波段旋电材料的非互易矩形波导进行讨论, 研究在外磁场作用下表面磁等离子体激元在旋电材料矩形波导中非互易传播的特性. 利用有效折射率法[21]推导矩形波导中${\rm{E}}_{mn}^x$导模的色散方程, 通过数值计算分析矩形波导结构及材料参数的改变对其非互易色散关系、时延特性的影响.
2.非互易矩形波导结构及色散方程
2
2.1.波导结构与旋电材料介电张量
-->

2.1.波导结构与旋电材料介电张量

光通信C波段旋电材料的矩形波导结构的截面如图1所示, 该波导由电介质层(Si)、光通信C波段旋电半导体层(gyroelectric semiconductor, GS)以及四面有界的外包层(Ag)组成. 其中波导芯区的y方向和Si层x方向的宽度分别为2a和d, 选取Si和GS交界面的中心为原点建立二维直角坐标系, z轴垂直于纸面向里. 在–y方向上对旋电半导体层施加静磁场B0, 由于磁场对介电张量的影响[2]使得SMPs在旋电材料矩形波导中沿z轴正方向非互易传输, 打破了该波导系统的洛伦兹互易性[20].
图 1 基于光通信C波段旋电材料的矩形波导结构
Figure1. Structure of rectangular waveguide with gyroelectric material in C-band.

外加磁场与光传输方向垂直并与波导分界面平行, 根据法拉第效应, 介质在电磁场作用下, 介电常数为二阶张量[6,19]表示为
${\varepsilon} = \left(\!\!\!{\begin{array}{*{20}{c}} {{\varepsilon _1}}&0&{{\rm{i}}{\varepsilon _2}} \\ 0&{{\varepsilon _3}}&0 \\ { - {\rm{i}}{\varepsilon _2}}&0&{{\varepsilon _1}} \end{array}}\!\!\!\right),$
其中, ${\varepsilon _1} = {\varepsilon _\infty }\left[ {1 + \omega _{\rm{p}}^2/(\omega _{\rm{c}}^{\rm{2}} - {\omega ^2})} \right]$, ${\varepsilon _2} = {\varepsilon _\infty }{\omega _{\rm{c}}}\omega _{\rm{p}}^2/ $$\omega ({\omega ^2} - \omega _{\rm{c}}^{\rm{2}})$, ${\varepsilon _3} = {\varepsilon _\infty }(1 - \omega _{\rm{p}}^{\rm{2}}/{\omega ^2})$, ${\omega _{\rm{p}}} $为等离子体频率, ${\omega _{\rm{p}}} = \sqrt {N{e^2}/({\varepsilon _0}{m^*})} $, $ {\omega _{\rm{c}}}$为电子回旋频率, $ {\omega _{\rm{c}}} = e{{{B}}_{\rm{0}}}/{m^*}$.
2
2.2.有效折射率法推导矩形波导色散方程
-->

2.2.有效折射率法推导矩形波导色散方程

利用有效折射率法, 把一个二维矩形波导近似看成两个一维平面波导(planar waveguide, PW)的组合, 即x方向受约束的平面波导PW1和y方向受约束的平面波导PW2, 分别见图2(a)和图2(b).
图 2 有效折射率法的两个等效平面波导截面图　(a) x方向受约束的平面波导PW1; (b) y方向受约束的平面波导PW2
Figure2. Sectional views of two equivalent planar waveguides by effective refractive index method: (a) Planar waveguide PW1 with x direction constraint; (b) planar waveguide PW2 with y direction constraint.

首先分析平面波导PW1. ${\rm{E}}_{mn}^x$导模的电场矢量近似指向x方向, 在PW1中可看作TM模式, 由Maxwell方程组可以得到磁场分量Hy(x, z)和电场分量Ez(x, z).
波导外包层($x \geqslant d$)
${H_y}(x,z) = C{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm m}}x}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}},$
${E_z}(x,z) = - \frac{{\rm{i}}}{{\omega {\varepsilon _{\rm{m}}}}}{\alpha _{\rm{m}}}{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{m}}}x}}C{{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}};$
电介质层($0 \leqslant x \leqslant d$)
${H_y}(x,z) = ({A_1}{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{d}}}x}} + {A_2}{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{d}}}x}}){{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}},$
${E_z}(x,z) = \frac{{\rm{i}}}{{\omega {\varepsilon _{\rm{r}}}}}( - {\alpha _{\rm{d}}}{A_1}{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{d}}}x}} + {\alpha _{\rm{d}}}{A_2}{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{d}}}x}}){{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}};$
旋电半导体层($x \leqslant 0$)
${H_y}(x,z) = B{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{s}}}x}}{{\rm{e}}^{{\rm i} ({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}}.$
对电各向异性介质, 在主轴坐标系中${{D}} = \varepsilon {{E}}$, 利用(1)式可得
$\begin{split}\left( {\begin{aligned} {{E_x}} \\ {{E_y}} \\ {{E_z}} \end{aligned}} \right) & = {\left(\!\!{\begin{array}{*{20}{c}} {{\varepsilon _1}}&0&{{\rm{i}}{\varepsilon _2}} \\ 0&{{\varepsilon _3}}&0 \\ { - {\rm{i}}{\varepsilon _2}}&0&{{\varepsilon _1}} \end{array}}\!\!\right)^{ - 1}}\left( {\begin{aligned} {{D_x}} \\ {{D_y}} \\ {{D_z}} \end{aligned}} \right) \\ & = \frac{1}{{\varepsilon _1^2 - \varepsilon _2^2}}\left( {\begin{array}{*{20}{c}} {{\varepsilon _1}}&0&{ - {\rm{i}}{\varepsilon _2}} \\ 0&{\dfrac{{\varepsilon _1^2 - \varepsilon _2^2}}{{{\varepsilon_3}}}}&0 \\ {{\rm{i}}{\varepsilon _2}}&0&{{\varepsilon _1}} \end{array}} \right)\left( {\begin{aligned} {{D_x}} \\ {{D_y}} \\ {{D_z}} \end{aligned}} \right).\end{split}$
由(7)式得到电场分量Ez,
${E_z}(x,z) = \frac{1}{{\varepsilon _1^2 - \varepsilon _2^2}}({\varepsilon _1}{D_z} + {\rm{i}}{\varepsilon _2}{D_x}),$
其中${D_x} \!=\! \dfrac{{{k_{\rm{a}}}}}{\omega }{H_y} \!=\! \dfrac{{{k_{\rm{a}}}}}{\omega }B{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{s}}}x}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}}$, ${D_z} \!=\! \dfrac{{\rm{i}}}{\omega }\dfrac{{{\rm{d}}{H_y}}}{{{\rm{d}}x}} = $$\dfrac{{\rm{i}}}{\omega }\alpha B{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{s}}}x}}{{\rm{e}}^{{\rm{i}}({k_{\rm{a}}}z - \omega t)}}$.
分别利用x = 0和x = d处的边界条件, 即Hy, Ez连续, 可得到关于待定系数A1, A2, B, C的方程组:
$\begin{split} &\left(\!\!\!\!{\begin{array}{*{20}{c}} 1&1&{ - 1}&0 \\ {\dfrac{{{\alpha _{\rm{d}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{r}}}}}}&{ - \dfrac{{{\alpha _{\rm{d}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{r}}}}}}&{\dfrac{{{\varepsilon _2}{k_{\rm{a}}} + {\varepsilon _1}{\alpha _{\rm{s}}}}}{{\varepsilon _1^2 - \varepsilon _2^2}}}&0 \\ {{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{d}}} \cdot d}}}&{{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{d}}} \cdot d}}}&0&{ - {{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{m}}} \cdot d}}} \\ {\dfrac{{{\alpha _{\rm{d}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{r}}}}}{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{d}}} \cdot d}}}&{ - \dfrac{{{\alpha _{\rm{d}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{r}}}}}{{\rm{e}}^{{\alpha _{\rm{d}}} \cdot d}}}&0&{ - \dfrac{{{\alpha _{\rm{m}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{m}}}}}{{\rm{e}}^{ - {\alpha _{\rm{m}}} \cdot d}}} \end{array}}\!\!\!\!\right)\\ \times &\left( {\begin{array}{*{20}{c}} {{A_1}} \\ {{A_2}} \\ B \\ C \end{array}} \right)=0.\end{split}$
由系数行列式等于0可以得到PW1中${\rm{E}}_{mn}^x$导模的色散方程:
$\tanh ({\alpha _{\rm{d}}}d) = - \dfrac{{{\alpha _{\rm{s}}} + \dfrac{{{\varepsilon _2}}}{{{\varepsilon _1}}}{k_{\rm{a}}} + \dfrac{{{\varepsilon _{\rm{v}}}{\alpha _{\rm{m}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{m}}}}}}}{{\left({\alpha _{\rm{s}}} + \dfrac{{{\varepsilon _2}}}{{{\varepsilon _1}}}{k_{\rm{a}}}\right)\dfrac{{{\varepsilon _{\rm{r}}}{\alpha _{\rm{m}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{m}}}{\alpha _{\rm{r}}}}} + \dfrac{{{\varepsilon _{\rm{v}}}{\alpha _{\rm{d}}}}}{{{\varepsilon _{\rm{r}}}}}}}.$
方程中参数及其含义如下: ka为${\rm{E}}_{mn}^x$的传播常数; 在电介质Si层${\alpha _{\rm{d}}} = \sqrt {{k_{\rm{a}}}^2 - {\varepsilon _{\rm{r}}}k_0^2} $, 其中${k_0} = \omega /c$为真空中传输波的波矢, Si的相对介电常数为${\varepsilon _{\rm{r}}} = \varepsilon {}_{{\rm{Si}}}$, 该层厚度为$d = 0.14{\lambda _{\rm{p}}}$, 其中${\lambda _{\rm{p}}} = 2{\text{π}}c/{\omega _{\rm{p}}}$, ${\omega _{\rm{p}}} = 5.1613{\text{π}} \times {10^{14}}\;{\rm rad} /{\rm s}$; 在旋电半导体层${\alpha _{\rm{s}}} =$$ \sqrt {{k_{\rm{a}}}^2 - {\varepsilon _{\rm{v}}}k_0^2} $, ${\varepsilon _{\rm{v}}} = \dfrac{{\varepsilon _1^2 - \varepsilon _2^2}}{{{\varepsilon _1}}}$为旋电半导体Voigt介电常数; 在波导外包层${\alpha _{\rm{m}}} = \sqrt {{k_{\rm{a}}}^2t - {\varepsilon _{\rm{m}}}k_0^2} $, ${\varepsilon _{\rm{m}}}$为外层材料的介电常数.
由(10)式可计算得到ka-ω关系, 从而得到有效折射率${n_{{\rm{eff}}}} = \dfrac{{{k_{\rm{a}}}c}}{\omega }$, 即y方向约束的平面波导PW2的芯区折射率.
对于平面波导PW2, ${\rm{E}}_{mn}^x$近似看成TE模式, PW2芯区厚度为2a, 波导左右外包层材料的折射率为n1, 其场分布表示为
${E_x} \!= \!\left\{ \begin{aligned}& {c_1}\cos ({K_y}y + {\delta _1})\exp\left[ {{\rm{i}}(kz - \omega t)} \right], \; - a < y < a,{\kern 1pt} \\& {c_2}\exp \left[ { - {p_y}(y - a)} \right]\exp\left[ {{\rm{i}}(kz - \omega t)} \right], \;y > a, \\& {c_3}\exp \left[ {{p_y}(y + a)} \right]\exp\left[ {{\rm{i}}(kz - \omega t)} \right], \;y < - a,\end{aligned} \right.$
其中${K_y} = \sqrt {k_0^2n_{\rm eff}^{\rm 2} - k^2} $, ${p_y} = \sqrt {k^2 - k_0^2n_1^2} $.
在PW2中y轴方向的$y = \pm a$处, 即波导左右外包层与波导芯区的两个交界面, 利用Ex,${H_z} = \dfrac{{\rm{j}}}{{\varpi {\mu _0}}}\dfrac{{\partial {E_x}}}{{\partial y}}$连续的边界条件, 分别可以得到Ex和$ E^\prime_x$连续.
在y = a处,
$\left\{ \begin{aligned}& {c_1}\cos ({K_y}a + {\delta _1}) = {c_2}, \\& {c_1}{K_y}\sin ({K_y}a + {\delta _1}) = {c_2}{p_y}; \\ \end{aligned} \right.$
在y = –a处,
$\left\{ \begin{aligned}& {c_1}\cos ({K_y}a - {\delta _1}) = {c_3}, \\& {c_1}{K_y}\sin ({K_y}a - {\delta _1}) = {c_3}{p_y}. \end{aligned} \right.$
消去方程组(12), (13)中的待定系数, 可以得到
${K_y}a + {\delta _1} = m'{\text{π}} + \arctan \left( {\frac{{{p_y}}}{{{K_y}}}} \right)\quad (m' = 0,1,2, \cdots ),$
${K_y}a - {\delta _1} = m''{\text{π}} + \arctan \left( {\frac{{{p_y}}}{{{K_y}}}} \right)\quad (m'' = 0,1,2, \cdots ).$
将(14)与(15)式相加, 并利用三角函数公式$\arctan y = \dfrac{{\text{π}}}{2} - \arctan \dfrac{1}{y}$, 可以得到矩形波导的色散方程:
${K_y}a = \frac{{\text{π}}}{2}m - \arctan \left( {\frac{{{K_y}}}{{{p_y}}}} \right)\quad (m = 1,2,3, \cdots ).$

3.波导宽度对非互易色散特性的影响
利用色散方程(16)计算出不同芯区宽度的矩形波导色散曲线, 如图3(a)所示, 波导结构为Ag材料四面包裹电介质层和旋电半导体层, 参数见2.2节. 由于对洛伦兹互易性的破坏, 其色散曲线关于波矢k不对称, 在不对称的频率(图中两红色水平虚线之间)区域内可以实现完全的单向传输, 波导表现出非互易性. 从图3(a)可以看出, 随着矩形波导半宽度a由0.02λp, 0.04λp, 0.06λp, 0.08λp, 0.12λp增大至0.16λp, 其色散曲线自然趋向平面波导的色散曲线(图3(a)蓝色实线), 但是非互易的频率区间基本不变.
图 3 (a)不同芯区宽度的矩形波导色散曲线; (b)不同芯区宽度的矩形波导中SMPs波单向传输区域的群速度; (c)不同波长的SMPs波群速度随芯区宽度的变化
Figure3. (a) Dispersion curves of rectangular waveguide with different core widths; (b) group velocity of one-way SMPs transmission region in rectangular waveguide with different widths; (c) variation of group velocity of SMPs with different wavelengths with different core widths.

为了讨论非互易波导的缓存性能, 图3(b)给出了不同半宽度a的矩形波导, 其SMPs波归一化群速度${v_{\rm{g}}}/c = {\rm{d}}\omega /(c \cdot {\rm{d}}k)$与归一化角频率ω/ωp和归一化传播常数k/kp的关系. 从图3(b)可以看出, 不管是随着ω (虚线)增大还是随着k (实线)增大, 均出现SMPs波群速度减慢现象. 为了研究波导宽度对群速度减慢效应的影响, 图3(c)给出了工作波长λ在1530, 1550和1565 nm处的归一化群速度随波导宽度的变化. 波导半宽度a在0.06λp (波导宽度2a = 140 nm)与0.10λp (2a = 233.5 nm)之间的vg相对较低, 在约0.08λp处达最小值. 而且随λ减小, vg减小, 图中最小群速度达到5.43 × 10–2c. 这一结论表明, 宽度适当的矩形波导的非互易慢光效应比平面波导的非互易慢光效应更明显, 而且在C波段工艺容差较大(约为93.5 nm).
4.折射率对非互易色散特性的影响
本文计算了矩形波导左右外包层分别为半导体SiO2、空气Air、金Au、银Ag时的色散曲线, 如图4(a), 材料折射率从0.14, 0.52, 1.00到1.45, 其色散曲线逐渐趋向平面波导色散曲线. 图4(b)是单向传输区域中SMPs波归一化群速度vg/c与归一化角频率ω/ωp和归一化传播常数k/kp的关系, 该图显示出与图3(b)相似的规律, 即SMPs波vg随ω (虚线)或k (实线)的增大而减慢. 随着材料折射率递减, SMPs波群速度逐渐减小, 群时延增大, 慢光效应越明显. 矩形波导左右外包层材料为Ag时SMPs波群速度最小(vg = 2.8 × 10–3c), 慢光效应最显著.
图 4 (a)不同材料的矩形波导色散曲线; (b)不同材料的矩形波导中SMPs波单向传输区域的群速度曲线
Figure4. (a) Dispersion curves of rectangular waveguide with different materials; (b) group velocity of one-way SMPs transmission region in rectangular waveguide with different materials.

5.结　论
本文理论分析了一种基于光通信C波段旋电材料的矩形波导结构, 研究了该矩形波导在外磁场作用下表面磁等离子体激元非互易传播的特性, 推导了矩形波导中${\rm{E}}_{mn}^x$导模的色散方程, 并对其色散关系、时延特性进行了分析. 由于洛伦兹互易性的破坏, 该矩形波导的能带结构关于波矢k不对称, 在不对称的频率区域内可以实现完全的单向传输. 矩形波导芯区宽度和外包层材料折射率对非互易色散特性有明显影响, SMPs波群速度随ω, k减小, 且矩形波导的慢光效应优于平面波导, 在C波段可获得约93.5 nm工艺容差. Ag包裹波导时, SMPs波的群速度最小可达2.8 × 10–3c.
相关话题/材料 结构 波导 半导体 传播
  • 领限时大额优惠券,享本站正版考研考试资料!
    大额优惠券
    优惠券领取后72小时内有效，10万种最新考研考试考证类电子打印资料任你选。涵盖全国500余所院校考研专业课、200多种职业资格考试、1100多种经典教材，产品类型包含电子书、题库、全套资料以及视频，无论您是考研复习、考证刷题，还是考前冲刺等，不同类型的产品可满足您学习上的不同需求。 ...
    考试优惠券 本站小编 Free壹佰分学习网 2022-09-19
  • 系列CoMnZn<i>Z</i>四元Heusler化合物的结构和半金属铁磁性
    摘要:通过第一原理计算理论预测了CoMnZnZ(Z=Si,Ge,Sn,Pb)系列Heusler合金的弹性常数、电子结构和磁性,并根据弹性常数计算得到弹性模量等参量,计算了该系列化合物声速和德拜温度.计算采用全势线性缀加平面波方法,交换相关函数采用基于Perdew-Burke-Ernzerhof的广义 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 锂离子电池正极材料Li<sub>2</sub>FeO<sub>2</sub>的电子结构性质和Li扩散
    摘要:采用基于密度泛函理论的第一性原理方法计算了锂离子电池正极材料Immm-Li2FeO2的声子谱、电子结构性质和Li扩散系数并与Li2MO2(M=Co,Ni,Cu)材料进行对比.计算结果显示,Immm-Li2FeO2材料具有结构稳定性,计算结果呈铁磁性,能带结构具有半金属的特征.Fe离子外层d电子 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 金刚石-碳化硅超硬复合材料的冲击强度
    摘要:不同于延性介质,脆性介质的失效破坏严重制约着材料的强度.本文采用一种定量描述脆性介质力学性质的格点-弹簧模型,研究了金刚石-碳化硅超硬复合材料的冲击强度及其细观损伤机理,有助于避免灾变破坏、提高冲击强度.在模型中,通过构建不同体积分数比的金刚石和碳化硅两相复合材料,模拟获得了经受冲击波压缩形变 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 纳米氧化锡负极材料锂化反应机理的原位透射电镜研究
    摘要:二氧化锡(SnO2)材料因具有储量丰富、理论容量高、嵌脱锂电位安全等一系列优点,在锂离子电池负极材料研究中受到广泛关注.然而,SnO2纳米材料在锂化反应过程中的机理,尤其是第一步转化反应是否可逆尚存在争议.本文利用常规水热法成功制备了平均粒径为4.4nm的SnO2纳米颗粒,并在透射电子显微镜中 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于宽禁带GaN基异质结结构的垂直型高温霍尔传感器
    摘要:目前市场主流的窄禁带材料霍尔磁场传感器主要工作在室温或低温环境,而新型的宽禁带GaN材料霍尔传感器虽然适用于高温,但器件结构主要是水平型,受制于异质结界面过高的纵向电场约束,能探测平行器件表面磁场的垂直型结构至今未见报道,因此技术上无法实现单一芯片三维磁场探测.针对该难题,本文提出基于宽禁带A ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 表面等离激元传播的调制
    摘要:光学衍射极限极大地制约了纳米光子器件的发展和应用.基于表面等离激元的纳米器件由于具有突破衍射极限传播和处理光信号的特性而受到广泛关注.通过调控表面等离激元的传播,可以实现纳米尺度上光信号的调制,对片上集成纳米光子回路和光信息处理技术的发展具有重要意义.本文主要介绍了表面等离激元传播调制的基本原 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 微纳光子结构中光子和激子相互作用
    摘要:微纳光子结构中超强的光场局域给光和物质相互作用带来了新的研究机遇.通过设计光学模式,微纳结构中的光子和激子可以实现可逆或者不可逆的能量交换作用.本文综述了我们近年来在微纳结构,尤其是表面等离激元及其复合结构中光子和激子在强弱耦合区域的系列研究工作,如高效可调谐及方向性的单光子发射,利用电磁真空 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 旋转对称表面等离激元结构中极端局域光场的准正则模式分析
    摘要:金属微纳结构中表面等离激元能够将自由空间光场局域到亚波长甚至纳米尺度,增强光与物质相互作用等各种物理过程,为等离激元光学在诸多领域带来诱人的应用.然而,目前对表面等离激元光学模场的局域性定量描述仍主要基于直观的空间几何尺寸确定的模式体积,并常被用于刻画模场与物质相互作用的强度.本文基于准正则模 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 等离激元材料和器件的动态调控研究进展
    摘要:等离激元学连接着光子学和电子学,在光产生、显微显示、数据存储、光集成和光子芯片、传感技术和纳米制造技术等方面展示出重要应用,正极大地促进既拥有纳米电子学的尺寸又兼有介电光子学速度的新一代信息材料和器件的发展.但是,传统上绝大部分等离激元材料和器件都是基于静态的设计,即一旦被制备,其性能也就确定 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 金属亚波长结构的表面增强拉曼散射
    摘要:灵敏度高、可重复性好的固态表面增强拉曼散射基板可作为生物医学、环境科学、化学化工、纳米科技等领域的生化感测器,具有十分重要的实际应用价值.传统的表面增强拉曼散射基于金属颗粒提供的局域表面等离谐振这一物理机制,但其组装不易且模式损耗大.本文基于周期性金属亚波长结构,构建增强拉曼散射信号的“热点” ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29

Free考研考试FreeKaoYan.Com
欢迎来到Free考研考试，"为实现人生的Free而奋斗"

© 2020 FreeKaoYan! . All rights reserved.