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光子晶体的分类及结构
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光子晶体的分类及结构
通常光子晶体按其结构可分为三类，即一维光子晶体、二维光子晶体和三维光子晶体，图14为一、二、三维光子晶体结构示意图。
光子晶体的分类及结构
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一维光子晶体
一维光子晶体是指在一个方向上具有光子频率禁带的材料，它由两种介质交替叠层而成。这种结构在垂直于介质片的方向上介电常数是空间位置的周期性函数，而在平行于介质片平面的方向上介电常数不随空间位置而变化。
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在一维光子晶体中引入另一种光子结体，可构成一维光子量子阱，其结构如图15（a）所示。图15(a)左边的光量子阱则由均匀介质材料构成，可标记为(AB) m/AC/(AB) m/基片，AB 为一维光子晶体，AC 是一层均匀介质材料。此种结构的一维光量子阱(也被称为微腔结构) 较难形成光约束模式，往往光子阱很宽，而约束态很少。
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图15(a)右边的另一类一维光量子阱的形式可表示为(AB)m /(CD)n/(AB) m/基片，A 、B 、C和D代表不同的介质材料。此种结构相当于在一维光子晶体(AB)中引入另一个光子晶(CD)，当A、B、C和D的参数(介电常数和厚度)满足一定条件时，可构成一维光量子阱。例如当A、B、C、D的厚度都为0.5 a( a 是归一化晶格常数)而介电常数分别为1 (A和C)和13 (B和D)时，光子晶体AB 和CD 的光子能带结构示于图15(b)，可看出CD 的第二条导通带正好在AB 光子晶体的第二个禁带中，在此频率范围的电磁波不能在AB 光子晶体中传播，仅能局域在CD光子晶体中，因此形成了光约束，实现了一维光量子阱结构。
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在此一维光量子阱结构的透射谱中，在AB的第二个光子禁带中出现了几个尖锐的透射极大峰，这对应于光量子阱的不同的光子约束态，类似于半导体量子阱中的分离量子态，而且每个约束态的透射率都为1。通过调整CD光子晶体的周期数来得到所需的光子约束态。在此种参数的光量子阱结构中，光子约束态正好等于CD光子晶体的周期数[见图7 (c) ]。
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体的能带图，(c)右边的一维光量子阱结构的理论透射谱，其中AB光子晶体的周期数为5， CD 光子晶体的周期数分别为1、2、3 和4。图15(a)两种一维光量子阱结构，分别由均匀介质(左边)和另一种光子晶体(右边)来构成，(b)AB(实线)和CD(虚线)光子晶体
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以上的理论结果很好地说明了一维光量子阱结构的实现方法和类半导体量子阱的性质，但在实验实现上有难度，因为在一维光子晶体结构中不可能有一层为空气(介电常数为1)。为解决这一问题可引入不完全约束光量子阱的模型，并可用多孔硅材料实现可见光波段的一维光量子阱结构。
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选择多孔硅材料的原因是其易于制备。对于多孔硅材料而言，不同的多孔度对应于不同的折射率，而多孔度主要由腐蚀液和腐蚀的电流密度来决定，因此在向下腐蚀硅基片时，可通过简单地变化电流密度和腐蚀时间来获得不同折射率和厚度的一维周期结构，从而得到一维的量子阱特性。
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二维光子晶体
二维光子晶体是指在二维空间各方向上具有光子频率禁带特性的材料，它是由许多介质杆平行而均匀地排列而成的。这种结构在垂直于介质杆的方向上介电常数是空间位置的周期性函数，而在平行于介质杆的方向上介电常数不随空间位置而变化。
由介质杆阵列构成的二维光子晶体的横截面存在许多种结构，如矩形、三角形和六边形结构。横截面形状不同，获得的光子频率禁带宽窄也不一样。矩形的光子频率禁带范围较窄，三角形和石墨结构的光子频率禁带范围较宽。
为了获得更宽的光子频率禁带范围，还可以采用同种材料但直径大小不同的两种介质圆柱杆来构造二维光子晶体。
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图16(a) 二维光量子阱结构的示意图，上图为光量子阱结构的俯视图，下图为能量空间的光量子阱结构示意图，(b)理论计算的二维光量子阱结构的透射谱，从上往下其阱宽分别为3mm、9mm 和18mm，在光子禁带中分别有2个、3个和5个离散光子束缚态，而且对于每个约束光子态，其光透射率都为1。
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图16 (a)是二维光量子阱的结构示意图，两个“光子垒”由两个二维光子晶体构成(周期性排列的棒)，中间的“阱”由空气构成。 对于作为光子垒的二维光子晶体，在某一频率范围(光子禁带)， 是不允许电磁波传的，因此该频率范围内的电磁波将被局域在作为阱的空气中，形成光量子阱结构，并可通过调整阱宽，得到不同的光子束缚态。
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例如当阱宽为3mm、9mm和18mm 时，在光子禁带中分别有2个、3个和5个离散光子束缚态，而且对于每个约束光子态，其光透射率都为1[见图16 (b)]，可用半导体量子阱中的共振隧穿理论来解释。在实验中确实观察到了这些约束态，并且随着阱宽的增加，束缚态向高能端移动，而且阱宽达到一定厚度时在低能端处又出现一个新的束缚态。每个束缚态高的透射率也证明了光量子阱中的隧穿现象的出现。因此在实验和理论上证实了二维光量子阱与半导体量子阱有非常相似的行为和性质。

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