CN113687451A - 一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器 - Google Patents
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Abstract
本发明提供了一种基于二元Rudin‑Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器，属于光学技术领域。包括两个对称分布的二元RS光子晶体，所述二元RS光子晶体包括若干第一电介质层H和若干第二电介质层L，所述多信道光子滤波器的结构表示为HHHLHHLHHLHHLHHH；所述第一电介质层和第二电介质层分别为两种折射率不同的均匀电介质薄片；所述第一电介质层和第二电介质层的厚度分别为各自光学波长的1/4。本发明可用于多信道光子滤波器。相对于RS光子晶体，所述光子晶体对中滤波通道对频率的选择性更好。
Description
技术领域
本发明属于光学技术领域，涉及一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器。
背景技术
将折射率不同的电介质薄片在空间呈周期性排列，可以构成一维、二维或三维光子晶体。光子晶体具有能带结构，该特性可被用于对光波的全透射和全反射。带缺陷光子晶体的带隙中存在缺陷透，缺陷模也是一种透射模。缺陷可以增强电场的局域性，从而提高光波的共振输出。缺陷模的透射率极大，而反射极小。
准周期光子晶体也具有能带结构，其有序性介于周期性光子晶体和非周期光子晶体之间。准周期光子晶体中存在天然的缺陷层，常被用于获得缺陷模输出。另外，准周期光子晶体中缺陷模的数量随晶体的序数增加而迅速地扩展，且这些缺陷模具有自相似特性，故也将该现象叫光学分形效应，对应的共振模也叫光学分形态。光学分形效应可被应用于电场局域、反射增强、激光器和滤波器等。
特别地，根据幅频特性的不同，滤波器可分为带通、带阻、低通和高通四种类型。在波分复用技术中，需要对多信道进行滤波，这就要用到多通道滤波器。传统的光波分复用器是通过调控光纤光栅的空间周期的来实现对信道的分离。人造光子晶体的兴起，为多通道滤波器的设计注入了新的设计理念。
在数学上，二元鲁丁-夏皮诺(Rudin-Shapiro：RS)序列是一种准周期序列，对应的RS光子晶体是一种准周期光子晶体。在RS光子晶体中，存在一系列的透射模，对应着光学分形态。将光学分形态应用于多通道光滤波器中时，信道的数量可以通过RS序列的序号来扩展，信道的位置可以通过光波的入射角来灵活地调控。但是，在RS的光子晶体中，缺陷模的共振性较弱，共振峰宽度太大，即各信道的频率选择性较差。为提高信道的频率选择性，可以考虑将两个RS光子晶体沿同一轴线顺次排列，形成一个RS光子晶体对。整个结构关于中心原点对称，该结构类似于一个分布反馈布拉格光栅。该结构对光波具有较强的频率选择性。
发明内容
本发明的目的是针对现有的技术存在的上述问题，提供一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器，本发明所要解决的技术问题是如何使复合结构可用于多信道光子滤波器。
本发明的目的可通过下列技术方案来实现：一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器，其特征在于，包括两个对称分布的二元RS光子晶体，所述二元RS光子晶体包括若干第一电介质层H和若干第二电介质层L，所述多信道光子滤波器的结构表示为HHHLHHLHHLHHLHHH，所述第一电介质层和第二电介质层分别为两种折射率不同的均匀电介质薄片，所述第一电介质层和第二电介质层的厚度分别为各自光学波长的1/4。
进一步的，所述第一电介质层为高折射率材料碲化铅，所述第二电介质层为低折射率材料冰晶石。
进一步的，所述多信道光子滤波器的滤波通道的中心波长通过入射角的大小调控。
进一步的，所述多信道光子滤波器的滤波通道的数量通过入射角的大小调控。
将折射率高低不同的两种电介质薄片H和L，按照二元Rudin-Shapiro(RS：鲁丁-夏皮诺)序列依次排列，形成两个RS光子晶体。再将这两个RS光子晶体复合，形成关于原点对称的RS光子晶体对，该结构类似于一个分布反馈布拉格光栅。
RS光子晶体对中存在多波长共振的光学分形态，对应着一系列的透射模；相对于单一的RS光子晶体，RS光子晶体对中透射模的频率选择性更强。这些光学分形态可被用于多通道光子滤波器；信道的数量可以通过增加RS序列的序号来扩展，信道的中心波长可以通过改变入射角的大小来灵活地调控。另外，通过改变入射角，还可以实现RS光子晶体对中多通道滤波器与带通滤波器之间的转换，以及对多通道滤波器的信道扩展。
附图说明
图1是序号N＝3的RS光子晶体对的结构示意图。
图2是不同序号的RS光子晶体的结构示意图。
图3是不同序号的RS光子晶体对所对应的透射谱[(a)图、(b)图和(c)图对应的RS光子晶体对的序号分别为N＝2、3和4]。
图4是不同序号的RS光子晶体所对应的透射谱[(a)图、(b)图和(c)图对应的RS光子晶体的序号分别为N＝2、3和4]。
图5中(a)图是N＝3的RS光子晶体对中入射角θ＝0°、30°和60°对应的透射谱；图5中(b)图是N＝3的RS光子晶体对中入射角θ＝82°和88°对应的透射谱。
图6是参数空间内的透射率随入射角和归一化频率的变化关系(N＝3的RS光子晶体对)。
图7是图6中由左至右第一个透射峰的中心波长随入射角变化关系(N＝3的RS光子晶体对)。
图中，H、第一电介质层；L、第二电介质层。
具体实施方式
以下是本发明的具体实施例并结合附图，对本发明的技术方案作进一步的描述，但本发明并不限于这些实施例。
图1给出的是序列序号N＝3的二元Rudin-Shapiro(RS：鲁丁-夏皮诺)光子晶体对的结构示意图。该RS光子晶体对可表示成：HHHLHHLHHLHHLHHH，其中字母H、L分别表示两种折射率高、低不同的均匀电介质薄片。一个序号N＝3的RS光子可表示成：HHHLHHLH。可见，RS光子晶体对中的两个RS光子晶体关于原点呈对称分布，该结构类似于一个分布反馈布拉格光栅。
在所述的RS光子晶体对中，H为高折射率材料碲化铅，其折射率为nH＝4.1；L为低折射率材料冰晶石，其折射率为nL＝1.35。H和L的厚度均为1/4光学波长，即H的厚度为dH＝λ0/4/nH＝0.0945μm(μm表示微米)，其中λ0＝1.55μm为中心波长，L的厚度为dL＝λ0/4/nL＝0.287μm。入射光为横磁波，从左边入射，符号Ii为入射光线，Ir为反射光线，It为透射光线，θ为入射角。
数学上，二元RS序列的迭代规则为：S0＝H，S1＝HH，S2＝HHHL，S3＝HHHLHHLH，……，SN＝SN-1(HH→HHHL，HL→HHLH，LH→LLHL，LL→LLLH)，……，其中N(N＝0，1，2，3，……)表示序列的序号，SN表示序列的第N项，HH→HHHL表示将SN-1中的HH替换成HHHL。图2分别给出了序号N＝0，1，2和3的RS光子晶体结构。在对应的RS光子晶体中，字母H、L分别表示折射率高、低不同的两种均匀电介质薄片。
在准光子晶体中，存在光学分形效应。可以利用光学分形效应得到多通道滤波器，以及对滤波通道进行扩展。当横磁波垂直入射时，图3(a)给出的是N＝2的RS光子晶体对所对应的透射谱。纵坐标T表示透射率，横坐标(ω-ω0)/ωgap表示归一化角频率，其中ω＝2πc/λ、ω0＝2πc/λ0和ωgap＝4ω0arcsin│(nH-nL)/(nH+nL)|2/π分别表示入射光角频率、入射光中心角频率和角频率带隙，c为真空中光速，arcsin为求反正弦函数。可以看到，在归一化频率的两根虚线之间，透射峰的数目为1，因此，该区间中的滤波通道数为1。图3(b)给出的是N＝3的RS光子晶体对所对应的透射谱，在两根虚线间的透射峰的数目为3，该区间中的滤波通道数为3。图3(c)给出的是N＝4的RS光子晶体对所对应的透射谱，在两根虚线间的透射峰的数目为5，则区间中的滤波通道数为5。
相对于RS光子晶体，RS光子晶体对中的光学分形态对频率的选择性更强，即透射峰变得更陡、更窄。另外，在RS光子晶体对中，随着序列序号N的增加，光学分形态对频率的选择性也会变得更好，表现在透射峰越来越陡，越来越窄。
光学分形态具有自相似特性，利用这种特性可以对滤波信道的数目进行扩展。为了对比清晰，在表1中给出了不同序号N的RS光子晶体对在两虚线之间的频率范围内，其滤波通道的数目。该表中给出的条件为：光波垂直入射，归一化频率区间为图3中两条虚线之间。从表中可以看到，随着序号N的增加，滤波通道的数目迅速地递增，此效应可以被用来扩展滤波通道的数目。
表1两虚线之间频率范围内不同序号的RS光子晶体对中滤波通的道数目
图4给出的不同序号的RS光子晶体所对应的透射谱。图4(a)是N＝2的RS光子晶体的透射谱，可看到，在两根虚线之间，没有共振峰；图4(b)是N＝3的RS光子晶体的透射谱，在两根虚线之间，共振峰的数目为1；图4(c)是N＝4的RS光子晶体的透射谱，在两根虚线之间，共振峰的数目为2。对比图3中的RS光子晶体对所对应的透射谱发现：相同序号N，在两虚线之间的透射谱，RS光子晶体的共振峰数量较少，且共振峰较宽，即频率选择性较差。
在表2中，给出了不同序号N的RS光子晶体所对应的滤波通道数目。光波垂直入射，选择的归一化频率区间为图4中两条虚线之间的部分。从表中可以看到，随着序号N的增加，滤波通道的数目增加；但相比于相同序号N的RS光子晶体对，其滤波通道的数目有所减少。
表2两虚线之间频率范围内不同序号的RS光子晶体中滤波通的道数目
在上述内容中可以看到：当N＝3，光波垂直入射时，在RS光子晶体对中，在归一化频率区间为[-0.5,0.5]的范围内，滤波通道数目为3。这里将改变光波入射角的大小，从而调控各滤波通道的中心频率。当光波入射到N＝3的RS光子晶体对上时，图5(a)分别给出的入射角分别为θ＝0°、30°和60°对应的透射谱。可以看到，尽管入射角度在变化，但在区间[-0.5,0.5]内滤波通道的数目仍然保持不变。只是随着入射角的增大，透射谱整体上向右移动。为此，可以通过调整入射角的大小来改变滤波通道的中心频率。
当角度增加时，图5(b)分别给出的入射角分别为θ＝82°和88°对应的透射谱。可以看到，当入角度增加到θ＝82°时，中间虚线框内的共振峰开始出现简并，相邻透射峰出现相互交叠，该现象可用于带通滤波器。继续增加入射角到θ＝88°，共振峰的数目增加到5个，可见共振态出现了分裂，该现象可被用于信道的扩展。因此，通过改变入射角的大小，不仅可以改变信道的中心波长，而且可以将多通道滤波器变成带通滤波器，另外，还可以对信道数目的进行扩展。
保持序号N＝3，当光波入射到该光子晶体对结构上时，图6给出的是参数空间光波的透射率。参数空间由入射角和归一化频率组成。可以看到，在白色虚线之间，入射角θ<60°时，存在3个透射峰；当入射角度增加时，透射率整体上向右偏移，即透射峰对应的中心频率增大，波长减小。以此可以通过改变入射角大小来调控滤波通道的中心频率。随着入射角度逐渐增加，在θ＝80°附近，透射峰开始发生简并；继续增加入射角，当入射角接近90°时，透射峰又出现分裂。该效应可被用于多通道滤波器与带通滤波器之间的转换，以及用于对信道的扩展。
图6中两虚线之间的第一个透射峰记为P1，其对应的中心波长记为λp1。
图7给出的是图6中中间第一个透射峰P1的中心波长λp1随入射角θ的变化关系。可以看到，随着入射角的增大，透射率的中心波长逐渐减小，即发生蓝移；当θ从＝0°升到到60°时，心波长λp1从1.7271μm减小到1.6306μm；透射率大小一直保持不变，Tp1＝1。
总之，二元RS光子晶体对中存在光学分形态，对应着不同的透射模。相对于RS光子晶体，RS光子晶体对中透射模的数量增加，透射模的频率选择性更好。这些透射模可被用于多通道光子滤波，滤波通道的数目可以通过增加序列序号来扩展，各滤波通道的中心频率可以通过改变入射角来灵活地调控。另外，通过改变入射角，还可以实现RS光子晶体对中多通道滤波器与带通滤波器之间的转换，以及对多通道滤波器的信道扩展。
本文中所描述的具体实施例仅仅是对本发明精神作举例说明。本发明所属技术领域的技术人员可以对所描述的具体实施例做各种各样的修改或补充或采用类似的方式替代，但并不会偏离本发明的精神或者超越所附权利要求书所定义的范围。
Claims (4)
1.一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体对的多信道光子滤波器，其特征在于，包括两个对称分布的二元RS光子晶体，所述二元RS光子晶体包括若干第一电介质层H和若干第二电介质层L，所述多信道光子滤波器的结构表示为HHHLHHLHHLHHLHHH，所述第一电介质层和第二电介质层分别为两种折射率高、低不同的均匀电介质薄片，所述第一电介质层和第二电介质层的厚度分别为各自光学波长的1/4。
2.根据权利要求1所述一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体的多信道光子滤波器，其特征在于，所述第一电介质层为高折射率材料碲化铅，所述第二电介质层为低折射率材料冰晶石。
3.根据权利要求1或2所述一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体的多信道光子滤波器，其特征在于，所述多信道光子滤波器的滤波通道的中心波长通过入射角的大小调控。
4.根据权利要求1或2所述一种基于二元Rudin-Shapiro光子晶体的多信道光子滤波器，其特征在于，所述多信道光子滤波器的滤波通道的数量通过入射角的大小调控。
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Legal Events
| Date | Code | Title | Description |
|---|---|---|---|
| PB01 | Publication | ||
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| SE01 | Entry into force of request for substantive examination | ||
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| GR01 | Patent grant | ||
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