CN100419471C - 一种多频锐角空间滤光片 - Google Patents

Abstract

本发明涉及光学滤光片领域，目的在于克服现有技术中的不足，提供一种能够同时实现多个频域滤光和空域滤光的滤光片，并且膜层结构简单，能够适用于现有光学镀膜机。其滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)^SαM₁(LH)^S(LH)^SαM₂(HL)^S|A，其中G代表基片，A代表空气，H代表高折射率材料，L代表低折射率材料，s为镀膜周期数，M₁、M₂分别代表两个间隔层，或称为缺陷层，α为间隔层的光学厚度，其中M₁采用高折射率材料H，M₂采用低折射率材料L。

Description

一种多频锐角空间滤光片

技术领域

本发明涉及光学滤光片领域，更具体的说是一种能够同时实现频域滤光和空域滤光的滤光片。

技术背景

光子晶体是由不同折射率材料周期排列而成的新型人造材料。其概念最早在1987年提出，目的是控制材料中原子的自发辐射和在材料中实现光子局域。由于它具有奇特的光学性质，近来受到世界上越来越多科学家的关注，成为世界前沿的研究课题之一。

从折射率周期性变化的维度来划分，光子晶体可以分为一维、二维和三维光子晶体。从结构及计算方法来看，一维光子晶体实际上就是传统的光学薄膜。但是从物理思想的来源来说，一维光子晶体跟传统光学薄膜也具有不同点。光子晶体是由固体物理学中的半导体类比而来，固体物理学最重要的能带是由晶体中周期排列原子的周期性势场作用产生的，即固体物理学的物理思想本质就是原子的周期性排列，利用类比很容易解释光子晶体的物理本质就是光学材料的周期性排列。由此可见，一维光子晶体是由固体物理学中的周期性理论导出，而传统光学薄膜则主要由多光束干涉理论导出。对同样一种物体两种不同描述概念的并存有利于两者的共同发展，一是由于传统薄膜的成熟工艺，为一维光子晶体的发展提供了有力的工具；二是由于光子晶体相关概念的引入，给传统光学薄膜的设计提供了更为广阔思路，而且光子晶体相关概念的引入，也为传统薄膜现象提供了更为本质的物理解释，如传统Fabry-Perot(F-P)薄膜型窄带滤光片具有比较窄频的透射峰，其物理本质就是下面将要介绍到的周期性结构中引入缺陷导致在禁带中出现频率宽度很窄的缺陷态-窄带透射峰。

光子带隙是光子晶体最基本的性质之一。“光子带隙”的概念借用了半导体晶体中“电子带隙”的表述。固体物理学的研究表明，晶体中周期排列的原子所产生的周期性势场使得某些频率的电子不能在晶体中传输，这些被禁止的频率段称为电子带隙。当光学材料的介电常数在空间呈光波长量级的周期性分布时，对于某些频率的光子同样不能在该晶体中传输，这些被限制的频率段称为光子带隙，所以光子晶体又被称为“光子带隙材料”。如果光子晶体原有的周期性或对称性受到局部破坏，即在光子晶体中引入一定程度的缺陷，在其光子带隙中就会出现缺陷态，与缺陷态频率相对应的光将会被局域在缺陷位置附近，从而使得该处的光场得到极大地增强。一般来说，缺陷态的频率宽度很小，态密度较大。合适地选择缺陷的结构参数，就可以对缺陷态、光子传播进行预期的控制。类似于三维周期结构中点缺陷、线缺陷、面缺陷概念，一维周期结构中的缺陷被形象地称为缺陷层。在一维光子晶体中引入破坏其周期性的缺陷层，禁带中就会形成缺陷态，有广泛用途的窄带通滤波器中的F-P型传统光学薄膜结构是带有缺陷结构的一维光子晶体，其窄带透射峰就是一维光子晶体禁带中缺陷层形成的频率宽度很小的缺陷态。带缺陷一维光子晶体禁带中缺陷态的数目、强度、位置等都可以通过调节缺陷层物理几何参数而得到调制，由于带缺陷一维光子晶体在其禁带中会出现频率宽度很小、态密度较大的缺陷态，所以用带缺陷一维光子晶体制作窄带滤光片成为其应用研究之一。

在已有的关于滤光片的研究中，把滤光片分为两大部分：频域滤光片和空域滤光片。频域滤光片是指对不同频率成分光具有不同强度透射性能的滤光片；空域滤光片是指对不同空间方向的各成分光具有不同强度透射性能的滤光片。

通常说的薄膜滤光片是指频域滤光片。已有的薄膜频域滤光片根据滤波特性的不同可以分为截止滤光片与带通滤光片两大类。长波通、短波通滤光片是截止滤光片的两大分类。根据截止波长的不同可以设计很多实际应用的滤光片，比如常见的薄膜彩色分光元件、反热镜和冷光镜都属于截止滤光片带通滤光片，根据具体应用可以对其通带特性进行实际的设计，普遍应用的有窄带滤光片、矩形多半波带通滤光片、红外带通滤光片等等。在目前成熟的薄膜理论及工艺条件下，上述各种类型的频域滤光片都能够较容易地设计及镀制。

空域滤光主要指角度滤光，它对不同角度入射的光具有不同的透射率。空域滤光最早可以追溯到光滤的角度选择性，其角度选择性是指法向两侧具有相同入射角度的光具有不同的透射能力。在一些特殊的光探测场合，空域滤光是不可忽视的重要环节。比如一个典型的空间滤波实例-双透镜针孔系统，它使光束聚焦后通过针孔，光路中的有害光噪音因聚焦点偏离针孔位置不能通过针孔而实现空间滤波，从而为系统消除噪音。

如果滤光系统能同时具备频域滤光与空域滤光能力，则滤光系统的噪声特性将有很大程度的提高，这为一些性噪比要求很高的光探测场合获得更好的噪声特性提供了一种方法。如大气或空间通信、制导武器抗干扰等实际应用中，为了制造灵敏度高、噪声特性好、体积小、重量轻、利于集成的光信号接收器，可以采用具有空间滤波性能的窄带滤波器来实现较高的性能要求。

目前已报道的能实现空间光滤波功能的设计很少，而且在已报道的设计中一般存在制作复杂或效果不明显等缺陷。比如利用硅材料构成的三维周期性结构实现角度滤光，其角宽度可以通过改变结构的厚度和/或者改变硅的阻抗达到，但该结构对p偏振的角度选择性不明显，而且该三维周期结构的制作相对一维结构要复杂得多。又如利用倾斜柱状结构的金属膜进行角度滤波，这种方法的效果是两种偏振的透射率都不高，p偏振光不同角度的最大透射率比仅约为3，即不同角度的透射率没有突变。现有也有理论设计的由两个掺杂一维光子晶体构成的异质结构，同时兼具了频域光滤和空域光滤功能，该结构角度滤光性能较好，由于该数值模拟得出的结构对制备精度要求极高，在一般的镀膜仪器设备很难镀制。通过耦合两个不同掺杂的一维光子晶体而具有空间滤波能力的滤光片实现了设计与镀制，但是该结构只能实现单个频率的空间滤波。

发明内容

本发明的目的在于克服现有技术中的不足，提供一种能够同时实现多个频域滤光和空域滤光的滤光片，并且膜层结构简单，能够适用于现有光学镀膜机。

本发明通过以下技术方案实现其发明目的。

本发明公开了一种多频锐角空间滤光片，其滤光片的镀膜层结构为：

G|(HL)^SαM₁(LH)^S(LH)^SαM₂(HL)^S|A，

其中G代表基片，A代表空气，H代表高折射率材料，L代表低折射率材料，s为镀膜周期数，M₁、M₂分别代表两个间隔层，或称为缺陷层，α为间隔层的光学厚度，其中M₁采用高折射率材料H，M₂采用低折射率材料L。所述高折射率材料H选用TiO₂，折射率n_H＝2.35，或Si，折射率n_H＝3.4，低折射率材料L选用SiO₂，n_L＝1.45。镀膜周期数s在3～8之间选择，间隔层的光学厚度α在5～80之间选择。

当本发明作为一种两频锐角率滤光片时，高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为9，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴9H(LH)⁴(LH)⁴9L(HL)⁴|A。当本发明作为一种三频锐角率滤光片时，高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为14，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴14H(LH)⁴(LH)⁴14L(HL)⁴|A。当本发明作为一种四频锐角率滤光片时，高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为21，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴21H(LH)⁴(LH)⁴21L(HL)⁴|A。当本发明作为一种八频锐角率滤光片时，高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为51，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴51H(LH)⁴(LH)⁴51L(HL)⁴|A。

在目前成熟的薄膜理论及工艺条件下，上述各种实际应用滤光片都能够较容易地设计、镀制。传统光学薄膜的各种光学特性都与入射角度具有很大关系，如普通的多半波带通滤光片在大角度入射情况下就会出现偏振分离，这样造成的偏振分离在实际应用中需要一些特殊的设计来减弱或消除；又如具有窄带滤波能力的普通F-P型滤光片，其透射峰频率会随入射角度(入射角度指入射光线与界面法线的夹角)的增大而紫移，而且这种透射峰中心频率随入射角度变化而偏移的现象比较明显，对一般的带通F-P型滤光片入射角度90°的角度改变可以带来透射峰中心频率0.05-0.1ω₀的偏移，这样的滤光片缺陷就是在透射某个角度入射的信号光的同时，也会透射其它角度入射的不同频率成分的非信号光，系统会有较大的噪声。本发明通过耦合两个结构参数不同的F-P型一维光子晶体设计而成的一维光子晶体结构滤光片能较好的解决上述问题，由于该结构的滤光片具有很好的空域滤光能力，因而可以很大程度地消除噪声。光法向入射该滤光片时，P与S偏振光的透射率都达到95％以上，而当入射光偏离法向方向一定角度时，P与S偏振光的透射率都基本下降到0，通光角度被限制在法向方向的±3°范围内。

波分复用是实现高速率数据传输的有效手段，这一点在光通信的实际应用中已经得到明显的体现。如果滤光片能够对多个频率实现空间滤波，则该种滤光片不仅可以提高系统噪声性能，而且为提高系统处理速度、扩大系统容量提供了一种可能方案。一维光子晶体多掺杂结构具有多通道(频率)滤波特性，但是这些结构的多频率透射峰也会随着入射角度的变化而发生移动，即没有角度滤波的能力，不能实现空间滤波。现有虽然也有具有空间滤波和频率滤波双功能滤光片，但是只能实现单个透射峰的角度选择能力，不允许一个角度同时实现多个频率的空间滤波。本发明设计的一维光子晶体结构滤光片则兼有多频率滤波及空间滤波能力，即能对多个频率同时实现角度滤波，而且各频率的角度滤波能力性能良好。光法向入射时，各频率的P与S偏振光的透射率都达到95％以上，各频率信号光通光角度被限制在法向方向的±3°范围内，各频率信号光透射频率宽度被限制在±0.001ω₀范围内。

本发明提出多频率空间滤波的概念，并且基于一维光子晶体与光学薄膜理论，通过耦合两个不同缺陷的一维光子晶体，理论上设计出能够对多个频率同时实现空间滤波的滤光片。该结构的滤光片只允许入射光中选定的某些频率成分在法向透射，而不满足该条件的其他光在很窄角度范围及很窄的频带内透射率衰减到极小，偏离法向及透射频率的光在一个宽的频带内被完全反射。由于其透射角度小，我们可以形象的称之为“多频锐角”透射滤光片。该结构滤光片具有噪声特性好、角度滤光性能好、体积小、重量轻等特点，特别适用于要求具备较高探测器灵敏度、信噪比和对多个光信号同时操作的场合，如在大气光通信、太空光通信、制导武器抗干扰等场合具有潜在的应用前景。

本发明相对于现有技术具有以下突出的实质性特点和显著的进步。

1.是一种能够同时实现多个频域滤光和空域滤光的滤光片；

2.光法向入射该滤光片时，P与S偏振光的透射率都达到95％以上，而当入射光偏离法向方向一定角度时，P与S偏振光的透射率都基本下降到0；

3.通光角度被限制在法向方向的±3°范围内；

4.各频率信号光透射频率宽度被限制在±0.001ω₀范围内；

5.该结构滤光片具有噪声特性好、角度滤光性能好；

6.能够适用于现有的镀膜设备，且镀膜过程控制简单，成本低，具有很高的实用性，能够广泛推广；

7.具有结构简单、体积小、重量轻等优点，适用面广，特别是信噪比和对多个光信号同时操作的场合。

附图说明

图1为光晶体的理论模型结构；

图2为全介质F-P型一维光子晶体缺陷态数目与缺陷层厚度的关系；

图3为本发明的膜层结构示意图；

图4为实施例1在不同角度的透射曲线；

图5为实施例1的透射谱；

图6为实施例2在不同角度的透射曲线；

图7为实施例2的透射谱；

图8为实施例3在不同角度的透射曲线；

图9为实施例3的透射谱；

图10为实施例4的透射。

具体实施方式

以下结合附图对本发明做进一步的说明。

首先对本发明进行理论说明。

在背景技术中描述的光子晶体从折射率周期性变化的维度来划分，光子晶体可以分为一维、二维和三维光子晶体，分别如图1中的(a)、(b)和(c)所示。本论文主要研究实现窄带滤波功能的一维光子晶体。在一维光子晶体中引入破坏其周期性的缺陷层，禁带中就会形成缺陷态，有广泛用途的窄带通滤波器中的F-P型传统光学薄膜结构是带有缺陷结构的一维光子晶体，其窄带透射峰就是一维光子晶体禁带中缺陷层形成的频率宽度很小的缺陷态。带缺陷一维光子晶体禁带中缺陷态的数目、强度、位置等都可以通过调节缺陷层物理几何参数而得到调制，由于带缺陷一维光子晶体在其禁带中会出现频率宽度很小、态密度较大的缺陷态，所以用带缺陷一维光子晶体制作窄带滤光片成为其应用研究之一。

(一)一维光子晶体实现多个窄频缺陷态

1.概述

类似于三维周期结构中点缺陷、线缺陷、面缺陷概念，一维周期结构中的缺陷被形象地称为缺陷层。禁带内形成多个窄频缺陷态还可以通过调节缺陷层光学厚度来实现。考虑全介质一维光子晶体结构：(HL)^SαM(LH)^S或者(LH)^SαM(HL)^S，选定n_H、n_L、n_M后，改变缺陷层(间隔层)M的光学厚度α可以在禁带内形成多窄频缺陷态透射峰，如图2所示，A为结构(HL)³3M(LH)³透射谱，B为结构(HL)³9M(LH)³透射谱，C为结构(HL)³15M(LH)³透射谱，其中n_H＝3.4，n_L＝1.45，n_M＝1.97。由于这种全介质带缺陷一维光子晶体结构与传统薄膜光学中的F-P结构类似，我们形象地称这种带缺陷一维光子晶体为F-P型一维光子晶体。

2.F-P型一维光子晶体中缺陷层对缺陷态的影响

在上面提到F-P型一维光子晶体结构可以在其禁带内出现多个缺陷态，对其可以做如下的理论解释。为理解F-P型一维光子晶体结构如何实现多缺陷态透射峰，有必要首先研究其禁带宽度。F-P型一维光子晶体本质是带缺陷的一维光子晶体，忽略该结构缺陷对禁带宽度的影响，则上述F-P型一维光子晶体结构的禁带，也即一维光子晶体(HL)^2S的禁带。一维光子晶体(HL)^2S等效于薄膜光学中的

周期膜系，则由薄膜理论，F-P型一维光子晶体的禁带宽度可以表示为：

$\mathrm{\Δ}{f}_{\frac{\mathrm{\λ}}{4}}=2\mathrm{\Δg}{f}_0---\left(1\right)$

其中f₀为中心频率， $\mathrm{\Δg}=\frac{2}{\mathrm{\π}}\arcsin \frac{{\mathrm{\η}}_H-{\mathrm{\η}}_L}{{\mathrm{\η}}_H+{\mathrm{\η}}_L},$ Δg为通带宽度。

由上式易知F-P型一维光子晶体的禁带宽度与构成周期结构的材料相对折射率

有关，

越大，则禁带宽度越宽。

数学形式上考虑F-P型一维光子晶体的缺陷态波长公式：

很容易得到各法向透射率极值点的频率间隔为 $\mathrm{\&Delta;f}=\frac{c}{2n_M{d}_M}$ (c为真空中光速)，当F-P型一维光子晶体法向透射率极值点的频率间隔小于该F-P型一维光子晶体的禁带宽度时，即 $\mathrm{\&Delta;f}<\mathrm{\&Delta;}{f}_{\frac{\mathrm{\&lambda;}}{4}},$ 禁带内将出现两个以上缺陷态。由此可以想象，如果 $\mathrm{\&Delta;f}<\frac{1}{m}\mathrm{\&Delta;}{f}_{\frac{\mathrm{\&lambda;}}{4}},$ 则在禁带内会出现m个缺陷态。在F-P型一维光子晶体缺陷层两侧反射膜系确定之后，其禁带宽度也就确定了，如果改变缺陷层的物理厚度，也就是改变了各法向透射率极值点的频率间隔Δf，从而可以通过缺陷层物理厚度的调节来实现缺陷态数目的调节，如图2所示通过加大缺陷层的物理厚度使得在禁带内出现多个窄频缺陷态。

综上所述，F-P型一维光子晶体缺陷层物理厚度影响着禁带内缺陷态的位置及数目。为了在禁带内出现较多的缺陷态，一方面我们可以选择大折射率差的材料来获得尽可能宽的禁带宽度；另一方面我们可以减小F-P型一维光子晶体各缺陷态的频率间隔，即取较大的缺陷层厚度。

3.F-P型一维光子晶体缺陷态的半宽度

F-P型一维光子晶体缺陷态半宽度为：

$2\mathrm{\&Delta;}{\mathrm{\&lambda;}}_{0.5}=\frac{2{\mathrm{\&lambda;}}_0}{\mathrm{m\&pi;}}{\sin }^{-1}\left(\frac{1-\sqrt{R_1{R}_2}}{2\sqrt{R_1{R}_2}}\right)---\left(3\right)$

可见F-P型一维光子晶体通带的半宽度与两反射膜系的反射率有很大关系，反射率越高，其缺陷态频率宽度越窄。根据反射膜的性质可以知道，要F-P型一维光子晶体的缺陷态变窄，可以通过增大两反射膜系的层数来实现，即增大结构中S的值。

如果两个反射膜系是对称的，而且反射膜系的反射率足够高时，则缺陷态半宽度可以近似的直接用结构参数表达^[3]：

上式中，x为结构中除掉缺陷层，高折射率层的膜层数目，由上式可知道，对于结构(LH)^SαM(HL)^S，在结构参数相同的情况下，增大高低折射率材料的折射率差也可以压缩通带宽度。

综上所述，增大两反射膜系的层数，即增大(LH)^SαM(HL)^S结构中S的值，可以很大程度上压缩通带宽度；增大高低折射率材料的折射率差也可在一定程度上压缩通带宽度。

4.F-P型一维光子晶体缺陷态频率随入射角度增大的紫移性质

由(2)式可以定性的发现，随着入射角度的增大，缺陷态波长将变短，即缺陷态频率随入射角增大有紫移效应。下面定量地分析紫移效应的影响因素。(2)式用圆频率可表示为：

c为真空中光速，θ_M为缺陷层中的折射角，当结构参数确定后，反射相移

为入射角与频率的函数。如果两反射膜系为对称膜系，则

由斯涅耳定律：

n₀sinθ₀＝n_Msinθ_M    (6)

上式n₀和θ₀分别是入射介质的折射率和入射角，代入式(5)得

当入射角发生变化时，缺陷态频率随之发生变化，根据式(7)可以得出：

由(8)式可知，入射角变化时，缺陷态频率的偏移量与缺陷层的物理厚度、缺陷层的折射率、两反射膜系的相移对角度的响应性质等有关。数值计算表明膜系M₁|(LH)^S|A、M₂|(HL)^S|A的反射相移对角度具有相同的响应性质，即缺陷层分别为αM₁、αM₂的两类F-P型一维光子晶体反射膜系反射相移对角度具有相同的响应性质，记

分别为(HL)^SαM₁(LH)^S、(LH)^SαM₂(HL)^S的反射膜系的反射相移，则两者反射膜系的反射相移对角度的响应具有如下性质：

(8)(9)式表明，对于两个缺陷层折射率不同或厚度不同而其它结构参数相同的全介质F-P型一维光子晶体结构，如(HL)^SαM₁(LH)^S与(LH)^SαM₂(HL)^S，当入射角度变化相同时，两者相应缺陷态频率的偏移不同，如图4，图6和图8所示。

(二)多频率空间滤光片结构的设计

综合(一)中1，2，3，4四点，我们可以设计法向多频率具有角度滤波性能的滤光片结构。该结构是把两个F-P型一维光子晶体结构(HL)^SαM₁(LH)^S与(LH)^SαM₂(HL)^S进行耦合而得，其中两个结构的反射膜系参数相同，缺陷层的光学厚度一样，但是其折射率不同。耦合结构如图3所示，该耦合结构模型的表达式为(HL)^SαM₁(LH)^S(LH)^SαM₂(HL)^S。

由(一)中2可知，法向入射时两种结构会在相同频率位置出现缺陷态，当入射光偏离法向时，两种结构的各缺陷态位置都将移动，由(一)中4知，由于两种结构的缺陷层折射率不同，入射角在变化相同量的情况下两种结构的各缺陷态的偏移量会不相等。设F_M1、F_M2分别表示这两个一维光子晶体，F_M1、F_M2在法向入射时具有相同的缺陷态频率ω_i(i标注每个结构的多缺陷态)。而当入射光偏离法向法向Δθ角度时，F_M1各缺陷态频率漂移量为：

F_M2各缺陷态频率漂移量为：

结合(9)式，F_M1、F_M2两结构各缺陷态频率漂移量之差为：

$\mathrm{\&delta;}{\mathrm{\&omega;}}_i=|\mathrm{\&Delta;}{\mathrm{\&omega;}}_i^{M1}-\mathrm{\&Delta;}{{\mathrm{\&omega;}}_i}^{M2}|$

假设F_M1、F_M2两结构各缺陷态的半高透射频宽为Δω_0.5 ⁱ，那么只要满足 ${\mathrm{\&delta;\&omega;}}_i>\mathrm{\&Delta;}{\mathrm{\&omega;}}_{0.5}^i,$ F_M1、F_M2的缺陷态都会落在彼此的禁带范围内，这样耦合结构在入射光偏离法向一定的角度时各缺陷态透射峰消失，即具有角度滤波能力。为提高结构的角度滤波性能，即在很小的Δθ范围内满足条件 ${\mathrm{\&delta;\&omega;}}_i>\mathrm{\&Delta;}{\mathrm{\&omega;}}_{0.5}^i,$ 则由(一)中3知，通过加大F-P型一维光子晶体结构反射膜系的层数实现。

由(一)中1可知，缺陷层的物理厚度影响着F-P型一维光子晶体禁带内缺陷态的数目，所以调节缺陷层的物理厚度就可以实现缺陷态数目的调节。

综上所述，通过适当选取(HL)^SαM₁(LH)^S(LH)^SαM₂(HL)^S结构的参数就可以实现多频率空间滤波，频率数目以及滤光角度都可以通过调节该模型的结构参数实现。在下面的设计实例中通过调节缺陷层的物理厚度分别设计了两频率、三频率、四频率和八频率的空间滤波片结构。

(三)设计实例

实施例1

本实施例高折射率材料H选用Si，n_H＝3.4，低折射率材料L选用SiO₂，n_L＝1.45，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为9，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴9H(LH)⁴(LH)⁴9L(HL)⁴|A，可以实现两频率空间滤波。在法向入射时结构(HL)⁴9H(LH)⁴和(LH)⁴9L(HL)⁴的两个缺陷态处于相同频率位置，因而耦合结构在法向入射时出现两个缺陷态透射峰。在16°入射时，两种结构(HL)⁴9H(LH)和(LH)⁴9L(HL)⁴的两个缺陷态都处于对方禁带中，如图4，上、下图分别表示各结构在0°与16°入射情况下的透射曲线，图中A表示结构(HL)⁴9H(LH)⁴(LH)⁴9L(HL)⁴；B表示结构(HL)⁴9H(LH)⁴；C表示结构(LH)⁴9L(HL)⁴。耦合结构对斜入射的响应成为一个宽的带隙，带隙中不再有缺陷态透射峰。耦合结构对角度与频率的响应如图5所示，在0.85ω₀-1.2ω₀，0-60度范围内，只有0.91ω₀，1.10ω₀两个频率的光在法向入射时可以透过，每个缺陷态透光频率宽度被限制在±0.0001ω₀范围内，透光角度被限制在±3°范围内，最大透射率都超过95％。

实施例2

本实施例高折射率材料H选用Si，n_H＝3.4，低折射率材料L选用SiO₂，n_L＝1.45，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为14，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴14H(LH)⁴(LH)⁴14L(HL)⁴|A，可以实现三频率空间滤波。如图6所示，上、下图分别表示各结构在0°与16°入射情况下的透射曲线，图中A表示结构(HL)⁴14H(LH)⁴(LH)⁴14L(HL)⁴；B表示结构(HL)⁴14H(LH)⁴；C表示结构(LH)⁴14L(HL)⁴。在法向入射时结构(HL)⁴14H(LH)⁴和(LH)⁴14L(HL)⁴的三个缺陷态处于相同频率位置，因而耦合结构(HL)⁴14H(LH)⁴(LH)⁴14L(HL)⁴在法向出现三个缺陷态透射峰，在16°入射时，结构(HL)⁴14H(LH)⁴和(LH)⁴14L(HL)⁴的三个缺陷态都处于对方禁带中，耦合结构对斜入射光的响应成为一个宽的带隙，带隙中不再有缺陷态透射峰。耦合结构对角度与频率的响应如图7所示，在0-55度，0.85ω₀-1.2ω₀范围内，只有0.87ω₀，1.0ω₀，1.13ω₀三个频率的光在法向入射时可以透过，每个缺陷态透光频率宽度被限制在±0.0001ω₀范围内，透光角度被限制在±3°范围内，最大透射率都超过95％，其它角度其频率的光均被反射。

实施例3

本实施例高折射率材料H选用Si，n_H＝3.4，低折射率材料L选用SiO₂，n_L＝1.45，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为21，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴21H(LH)⁴(LH)⁴21L(HL)⁴|A，可以实现四频率空间滤波。如图8所示，上、下图分别表示各结构在0°与16°入射情况下的透射曲线，图中A表示结构(HL)⁴21H(LH)⁴(LH)⁴21L(HL)⁴；B表示结构(HL)⁴21H(LH)⁴；C表示结构(LH)⁴21L(HL)⁴。法向入射时结构(HL)⁴21H(LH)⁴和(LH)⁴21L(HL)⁴的四个缺陷态处于相同频率位置，因而耦合结构(HL)⁴21H(LH)⁴(LH)⁴21L(HL)⁴在法向出现四个缺陷态透射峰，在16°入射时，结构(HL)⁴21H(LH)⁴和(LH)⁴21L(HL)⁴的四个缺陷态都处于对方禁带中，耦合结构对斜入射光的响应成为一个宽的带隙，带隙中不再有缺陷态透射峰。耦合结构对角度与频率的响应如图9所示，在0-55度，0.85ω₀-1.2ω₀范围内，只有0.91ω₀，1.0ω₀，1.09ω₀，1.17ω₀四个频率的光在法向入射时可以透过，每个缺陷态透光频率宽度被限制在±0.0001ω₀范围内，透光角度被限制在±3°范围内，最大透射率都超过95％，其它角度其频率的光均被反射。

实施例4

本实施例高折射率材料H选用Si，n_H＝3.4，低折射率材料L选用SiO₂，n_L＝1.45，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为51，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴51H(LH)⁴(LH)⁴51L(HL)⁴|A，可以实现八频率空间滤波。法向入射时结构(HL)⁴51H(LH)⁴和(LH)⁴51L(HL)⁴的八个缺陷态处于相同频率位置，因而耦合结构(HL)⁴51H(LH)⁴(LH)⁴51L(HL)⁴在法向出现八个缺陷态透射峰，在16°入射时，结构(HL)⁴51H(LH)⁴和(LH)⁴51L(HL)⁴的八个缺陷态都处于对方禁带中，耦合结构对斜入射光的响应成为一个宽的带隙，带隙中不再有缺陷态透射峰。0.86ω₀-1.14ω₀范围内，只有八个频率的光在法向入射时可以透过，每个缺陷态透光频率宽度被限制在±0.0001ω₀范围内，透光角度被限制在±3°范围内，最大透射率都超过95％，其它角度其频率的光均被反射。

Claims (6)

1. 一种多频锐角空间滤光片，其特征是滤光片的镀膜层结构为：

G|(HL)^sαM₁(LH)^s(LH)^sαM₂(HL)^s|A，

其中G代表基片，A代表空气，H代表高折射率材料，L代表低折射率材料，s为镀膜周期数，在3～8之间选择，M₁、M₂分别代表两个间隔层，α为间隔层的光学厚度，在5～80之间选择；其中M₁采用高折射率材料H，M₂采用低折射率材料L。

2. 根据权利要求1所述的多频锐角空间滤光片，其特征是所述高折射率材料H选用TiO₂或Si，低折射率材料L选用SiO₂。

3. 根据权利要求1所述的多频锐角空间滤光片，其特征是高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为9，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴9H(LH)⁴(LH)⁴9L(HL)⁴|A。

4. 根据权利要求1所述的多频锐角空间滤光片，其特征是高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为14，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴14H(LH)⁴(LH)⁴14L(HL)⁴|A。

5. 根据权利要求1所述的多频锐角空间滤光片，其特征是高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为21，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴21H(LH)⁴(LH)⁴21L(HL)⁴|A。

6. 根据权利要求1所述的多频锐角空间滤光片，其特征是高折射率材料H选用Si，低折射率材料L选用SiO₂，镀膜周期数s为4，间隔层的光学厚度α为51，滤光片的镀膜层结构为：G|(HL)⁴51H(LH)⁴(LH)⁴51L(HL)⁴|A。

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