CN112612067B - 一种可以产生零布里渊散射的超材料 - Google Patents

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Abstract

本发明公开了一种可以产生零布里渊散射的超材料，属于光电功能材料领域，该超材料为晶系结构，包括但不限于简单立方晶系结构。超材料包括基体和分布在基体所在晶格结构中的多个球形嵌入体，基体和嵌入体由电介质或半导体或金属材料构成。本发明设计原理清晰，其可达到的效果突破了自然材料中一般存在非线性布里渊散射的限制，以此实现的元器件对光通信及大功率激光器和放大器等应用领域的未来具有不可估量的价值和作用。

Description

一种可以产生零布里渊散射的超材料
技术领域
本发明属于光电功能材料领域，特别是一种可以产生零布里渊散射的超材料。
背景技术
超材料是指具有周期排列的人造微结构并呈现出超越自然材料性能的复合材料，其特殊性能主要来自于人造微结构。
超材料设计是指对自然材料在尺寸与结构上的设计与组合。通过对自然材料进行特定尺寸与特殊结构设计，并将其周期性排列，可获得自然材料不具备的优良性能。一般而言，超材料基本单元的尺寸不超过所作用波波长的十分之一，以获得对波的调控能力。
强电场引起材料密度周期性变化，形成折射率光栅，造成光波被散射，这便是布里渊散射的形成机理。布里渊散射一般会导致强烈的后向散射光，造成光通信过程的功率损耗，也会限制激光器和放大器的输出功率大小。布里渊散射广泛存在于自然材料中，现有技术手段都不能很好地去除自然材料中的布里渊散射，因此，人们将目光转向超材料，以期实现零布里渊散射。
由于人造微结构的存在，每个超材料单元会具备与基体不一样的物理特性，设计特定尺寸、特定结构的超材料，能获取一种零布里渊散射的超材料，以用于减小光通信过程中的损耗与提高激光器的输出功率。已有的基于COMSOL仿真的超材料中的布里渊散射研究，结果不可靠，且涉及有限元，设计流程比较复杂。
发明内容
本发明的目的在于提供一种可以产生零布里渊散射的超材料，解决现有光通信中的功率损耗问题，也可用于大功率激光器、放大器设计中因为布里渊散射而造成的功率限制等问题。
实现本发明目的的技术解决方案为：一种可以产生零布里渊散射的超材料，该超材料为晶系结构，包括基体和分布在所述基体所在晶格结构中的多个嵌入体，所述嵌入体为球体。
进一步地，所述晶系结构为简单立方晶系结构或体心立方晶系结构或面心立方晶系结构。
进一步地，所述基体包括多个相同的正方体基体单元，对于简单立方晶系结构，每个正方体基体单元内部包含有一个所述嵌入体；对于面心立方晶系结构，每个正方体基体单元的每个顶点为1/8个嵌入体，且每个正方体基体单元的每个面中心为1/2个嵌入体；对于体心立方晶系结构，每个正方体基体单元的正中心为一个嵌入体，且每个正方体基体单元的每个顶点为1/8个嵌入体。
进一步地，对于简单立方晶系结构，所述多个嵌入体在所述基体中呈立方阵列周期排布。
进一步地，对于简单立方晶系结构，所述多个嵌入体在所述基体中的排列周期不大于预设电磁波波长的十分之一。
进一步地，对于简单立方晶系结构，所述嵌入体位于所述正方体基体单元的正中心。
进一步地，对于简单立方晶系结构，所述嵌入体在所述正方体基体单元的体积占比范围为0～0.523；对于面心立方晶系结构，嵌入体在正方体基体单元中的体积占比范围为0～0.74；对于体心立方晶系结构，嵌入体在正方体基体单元中的体积占比范围为0～0.68。
进一步地，所述正方体基体单元的边长不大于预设电磁波波长的十分之一。
进一步地，所述基体、嵌入体为电介质或半导体或金属材料。
进一步地，该超材料中的电致伸缩常数γ表达式如下：
Figure BDA0002842560950000021
其中，εi和εm分别为嵌入体和基体的相对介电常数，Bi和Bm分别为嵌入体和基体的体积模量，γi和γm分别为嵌入体和基体的电致伸缩常数，f为嵌入体在基体中的体积占比。
本发明与现有技术相比，其显著优点为：1)作为基体和嵌入体的材料可为任意满足需求的电介质(或半导体，或金属)材料，可选取自然界中广泛存在的材料，如成本低廉、易于获取的SiO2，同时SiO2也是光通信与光纤激光器的主要材料，将其用作超材料的基体材料，使得该超材料能用于光通信与光纤激光器设计领域，以提高光通信与光纤激光器功率；2)与已有的基于COMSOL仿真的超材料中的布里渊散射研究对比，本发明结果更为可靠且设计流程更为简洁。
下面结合附图对本发明作进一步详细描述。
附图说明
图1为一个实施例中可以产生零布里渊散射的超材料的结构示意图，该超材料的晶格结构为简单立方晶系结构。
图2为一个实施例中可以产生零布里渊散射的超材料的正方体基体单元的结构示意图，该超材料的晶格结构为简单立方晶系结构。
图3为一个实施例中可以产生零布里渊散射的超材料的结构示意图，该超材料的晶格结构为体心立方晶系结构。
图4为一个实施例中可以产生零布里渊散射的超材料的结构示意图，该超材料的晶格结构为面心立方晶系结构。
图5为一个实施例中超材料在不同正方体基体单元中嵌入体的体积占比值下对应的电致伸缩值，该超材料的晶格结构为简单立方晶系结构。
具体实施方式
为了使本申请的目的、技术方案及优点更加清楚明白，以下结合附图及实施例，对本申请进行进一步详细说明。应当理解，此处描述的具体实施例仅仅用以解释本申请，并不用于限定本申请。
在一个实施例中，结合图1，本发明提供了一种可以产生零布里渊散射的超材料，该超材料的晶格结构为简单立方晶系结构，包括基体1和分布在所述基体1所在晶格结构中的多个嵌入体2，所述嵌入体2为球体。
进一步地，在其中一个实施例中，结合图2，所述基体1包括多个相同的正方体基体单元3，每个正方体基体单元3内部包含有一个所述嵌入体2。
进一步地，在其中一个实施例中，所述多个嵌入体2在所述基体1中呈立方阵列周期排布。
进一步地，在其中一个实施例中，所述多个嵌入体2在所述基体1中的排列周期不大于预设电磁波波长的十分之一。
进一步地，在其中一个实施例中，所述嵌入体2位于所述正方体基体单元3的正中心。
进一步地，在其中一个实施例中，所述嵌入体2在所述正方体基体单元3的体积占比范围为0～0.523。
进一步地，在其中一个实施例中，所述正方体基体单元3的边长不大于预设电磁波波长的十分之一。正方体基体单元3的边长为嵌入体2的中心距，即嵌入体2的周期。对于1550nm的电磁波，可取边长为100nm。
进一步地，在其中一个实施例中，所述基体1、嵌入体2为电介质或半导体或金属材料。
在一个实施例中，结合图3，提供了一种可以产生零布里渊散射的超材料，该超材料的晶格结构为体心立方晶系结构，表观为包括基体4和多个嵌入体5，嵌入体5为球形，基体4可划分为多个相同的正方体基体单元6，每个正方体基体单元6的正中心为一个嵌入体5，且每个正方体基体单元6的每个顶点为1/8个嵌入体5。正方体基体单元6的边长设置为不大于预设电磁波波长的十分之一，对于1550nm的电磁波，可取边长为100nm。嵌入体5在正方体基体单元6中的体积占比范围为0～0.68。
在一个实施例中，结合图4，提供了一种可以产生零布里渊散射的超材料，该超材料的晶格结构为面心立方晶系结构，表观为包括基体7和多个嵌入体8，嵌入体8为球形，基体7可划分为多个相同的正方体基体单元9，每个正方体基体单元9的每个顶点为1/8个嵌入体7，且每个正方体基体单元9的每个面中心为1/2个嵌入体7。正方体基体单元9的边长设置为不大于预设电磁波波长的十分之一，对于1550nm的电磁波，可取边长为100nm。嵌入体8在正方体基体单元9中的体积占比范围为0～0.74。
特定说明，本发明可以产生零布里渊散射的超材料，该超材料的晶格结构包括但不局限于简单立方晶系结构、体心立方晶系结构和面心立方晶系结构，还可以是嵌入体为小球的任何其他晶系结构。
下面对本发明超材料的布里渊散射进行详细说明：
布里渊散射的阈值功率Pth∝1/gB(ΩB)，其中gB(ΩB)是随着材料中声波角频率ΩB变化的布里渊散射增益谱。当材料中光功率大于该阈值时，才引起布里渊散射；反之当光功率小于该阈值时，材料中不存在布里渊散射。因此当gB(ΩB)＝0时，Pth无穷大，材料中不存在布里渊散射。
gB(ΩB)∝γ2，其中γ为材料的电致伸缩常数，因此γ＝0时，gB(ΩB)＝0，Pth无穷大，材料中不存在布里渊散射。超材料中的电致伸缩常数γ表达式如下：
Figure BDA0002842560950000051
其中，εi和εm分别为嵌入体和基体的相对介电常数，Bi和Bm分别为嵌入体和基体的体积模量，γi和γm分别为嵌入体和基体的电致伸缩常数，f为嵌入体在基体中的体积占比。
示例性地，结合图5，对于简单立方晶系结构，以相对介电常数、体积模量和电致伸缩常数分别为4.82、32.2GPa和-8.71的KRS6晶体作为嵌入体2的材料，以相对介电常数、体积模量和电致伸缩常数分别为2.09、36.9GPa和0.8的SiO2作为基体1的材料。当嵌入体2在正方体基体单元3中体积占比从0变化到0.523时，超材料的电致伸缩值从0.7971降低到-2.8643，且超材料的电致伸缩常数随着嵌入体2在正方体基体单元3中体积占比变大而变小。当嵌入体2在正方体基体单元3中体积占比约为0.139时，超材料的电致伸缩常数为0，此时布里渊散射的阈值功率Pth无穷大，超材料中不存在布里渊散射。
本发明设计原理清晰，其可达到的效果突破了自然材料中一般存在非线性布里渊散射的限制，以此实现的元器件对光通信及大功率激光器和放大器等应用领域的未来具有不可估量的价值和作用。
以上显示和描述了本发明的基本原理、主要特征及优点。本行业的技术人员应该了解，本发明不受上述实施例的限制，上述实施例和说明书中描述的只是说明本发明的原理，在不脱离本发明精神和范围的前提下，本发明还会有各种变化和改进，这些变化和改进都落入要求保护的本发明范围内。本发明要求保护范围由所附的权利要求书及其等效物界定。

Claims (4)

1.一种可以产生零布里渊散射的超材料，其特征在于，该超材料为晶系结构，包括基体(1)和分布在所述基体(1)所在晶格结构中的多个嵌入体(2)，所述嵌入体(2)为球体；
所述晶系结构为简单立方晶系结构或体心立方晶系结构或面心立方晶系结构；
所述基体(1)包括多个相同的正方体基体单元(3)，对于简单立方晶系结构，每个正方体基体单元(3)内部包含有一个所述嵌入体(2)；对于面心立方晶系结构，每个正方体基体单元的每个顶点为1/8个嵌入体，且每个正方体基体单元的每个面中心为1/2个嵌入体；对于体心立方晶系结构，每个正方体基体单元的正中心为一个嵌入体，且每个正方体基体单元的每个顶点为1/8个嵌入体；
对于简单立方晶系结构，所述多个嵌入体(2)在所述基体(1)中呈立方阵列周期排布；
对于简单立方晶系结构，所述多个嵌入体(2)在所述基体(1)中的排列周期不大于预设电磁波波长的十分之一；
对于简单立方晶系结构，所述嵌入体(2)在所述正方体基体单元(3)的体积占比范围为0～0.523；对于面心立方晶系结构，嵌入体在正方体基体单元中的体积占比范围为0～0.74；对于体心立方晶系结构，嵌入体在正方体基体单元中的体积占比范围为0～0.68；
该超材料中的电致伸缩常数γ表达式如下：
Figure FDA0003639040270000011
其中，εi和εm分别为嵌入体和基体的相对介电常数，Bi和Bm分别为嵌入体和基体的体积模量，γi和γm分别为嵌入体和基体的电致伸缩常数，f为嵌入体在基体中的体积占比。
2.根据权利要求1所述的可以产生零布里渊散射的超材料，其特征在于，对于简单立方晶系结构，所述嵌入体(2)位于所述正方体基体单元(3)的正中心。
3.根据权利要求1所述的可以产生零布里渊散射的超材料，其特征在于，所述正方体基体单元(3)的边长不大于预设电磁波波长的十分之一。
4.根据权利要求1所述的可以产生零布里渊散射的超材料，其特征在于，所述基体(1)、嵌入体(2)为电介质或半导体或金属材料。
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