【摘要】：古斯-漢森位移(Goos-H?nchen shift:GH shift)和光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)(optical bistability)是光學(xué)研究領(lǐng)域的兩個重要課題,對光開關(guān)、光存儲和高靈敏度傳感器等光學(xué)器件的設(shè)計和制備具有積極意義。古斯-漢森位移是反射光束相對于幾何光學(xué)預(yù)測位置的橫向位移和角度偏轉(zhuǎn);光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)是指光學(xué)系統(tǒng)傳輸特性依賴于輸入光強的一種非線性現(xiàn)象,同一輸入光強對應(yīng)著兩個穩(wěn)定的共振態(tài)輸出。如何設(shè)計和尋找合適的結(jié)構(gòu)或材料來增大古斯-漢森位移,降低光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)產(chǎn)生的閾值,是目前需要考慮的關(guān)鍵問題。參照固體的晶格結(jié)構(gòu),人們提出了光子晶體的概念,為解決上述問題提供了新的途徑。在光子晶體的帶隙邊緣,存在較大的古斯-漢森位移,而利用缺陷光子晶體的光場局域性可以有效降低雙穩(wěn)態(tài)的閾值。另一方面,石墨烯作為一種新興的二維材料,具有獨特的電學(xué)、力學(xué)和光學(xué)等性質(zhì)。在太赫茲波段,石墨烯的光學(xué)響應(yīng)不僅速度快,電導(dǎo)率可調(diào),還具有顯著的非線性效應(yīng),也為研究古斯-漢森位移和雙穩(wěn)態(tài)提供了新的契機。在傳統(tǒng)的光子晶體設(shè)計中,人們只考慮了折射率的實部,忽略了虛部的影響。基于非厄米光學(xué)的設(shè)計理念,同時考慮折射率實部和虛部,發(fā)現(xiàn)了許多奇特的光學(xué)現(xiàn)象,為調(diào)控光子傳輸提供了新的手段。因此,我們將石墨烯和多層電介質(zhì)復(fù)合而成非厄米光子系統(tǒng),研究其中獨特的古斯-漢森位移和雙穩(wěn)態(tài)性質(zhì)。研究表明,在非厄米奇異點(exceptional point:EP)附近,反射系數(shù)相位發(fā)生突變,導(dǎo)致極大的古斯-漢森位移;當非厄米系統(tǒng)滿足宇稱-時間對稱性(parity-time symmetry:PT symmetry)時,改變系統(tǒng)的增益-損耗因子,光場局域性和非線性效應(yīng)顯著增強,有效降低了光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)產(chǎn)生的閾值。另外,古斯-漢森位移和光學(xué)雙穩(wěn)特性還可以通過石墨烯的化學(xué)勢而靈活調(diào)控。本文的研究內(nèi)容包括以下四個方面:(1)研究了石墨烯-電介質(zhì)復(fù)合非厄米系統(tǒng)中的古斯-漢森位移。電介質(zhì)含有增益和損耗。將石墨烯置于復(fù)合結(jié)構(gòu)的中心,以此來增強石墨烯與光場之間的耦合。入射光分別從兩個相反的方向入射到該系統(tǒng),得到的反射率不盡相同,在參數(shù)空間中可以獲得兩個EP,分別對應(yīng)著不同方向入射時反射率的零點。反射系數(shù)在EP會出現(xiàn)±π相位差。同時,散射矩陣的本征矢量在EP處發(fā)生簡并。在EP點附近,改變?nèi)肷浣谴笮?散射矩陣的兩個本征值虛部對應(yīng)的曲線會發(fā)生交叉,而實部對應(yīng)的曲線會發(fā)生反交叉(anti-crossing)現(xiàn)象。在EP附近,反射光束的古斯-漢森位移有正,也有負。當無限接近EP時,古斯-漢森位移出現(xiàn)極值,表明EP是古斯-漢森位移的奇點。另外,EP的位置和古斯-漢森位移可以通過調(diào)節(jié)石墨烯的化學(xué)勢進行控制。(2)研究了PT和近PT對稱非厄米系統(tǒng)中的古斯-漢森位移。調(diào)制電介質(zhì)的折射率,使其空間分布滿足PT對稱性。在由入射角和增益-損耗因子組成的參數(shù)空間中,存在EP分裂的現(xiàn)象,并出現(xiàn)相干完美吸收-激光點(coherent perfectabsorption laser point:CPA-laser point)。在EP和CPA激光點,光場的能量主要分布在結(jié)構(gòu)的中心。在EP附近,反射光束的古斯-漢森位移約為幾十個波長。調(diào)節(jié)中間層的電介質(zhì)折射率,使折射率接近PT對稱,參數(shù)空間中會出現(xiàn)孤立的EP。在孤立的EP和CPA激光點附近,古斯-漢森位移趨于無窮大,因此,該孤立的EP和CPA激光點是古斯-漢森位移的奇點。(3)將石墨烯陣列與光子晶體微腔構(gòu)成復(fù)合結(jié)構(gòu),實現(xiàn)低閾值的可調(diào)光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)。電介質(zhì)交替排列形成帶缺陷的光子晶體,把石墨烯嵌在兩種不同介質(zhì)的分界面上和缺陷層的中心。此結(jié)構(gòu)可看成是由布拉格光柵構(gòu)成的法布里-珀羅(Fabry-Perot)腔,其中布拉格光柵是諧振腔的反射鏡,而缺陷層是腔體。缺陷模的光場局域性可以增強石墨烯的非線性效應(yīng),從而實現(xiàn)低閾值的光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)。另外,光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)的閾值和閾值間隔可以通過石墨烯的化學(xué)勢和布拉格周期數(shù)來調(diào)節(jié)。該器件可應(yīng)用于低能耗全光開關(guān)和光存儲器。(4)為進一步降低光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)閾值,在電介質(zhì)結(jié)構(gòu)中引入石墨烯,構(gòu)建PT對稱非厄米光學(xué)系統(tǒng)。同時調(diào)制電介質(zhì)的折射率實部和虛部,使其滿足PT對稱性。缺陷模的光場被局域在結(jié)構(gòu)的中心,而石墨烯位于光場極值處,其非線性效應(yīng)得到極大地增強,從而實現(xiàn)低閾值的光學(xué)雙穩(wěn)態(tài)。當電介質(zhì)的增益-損耗因子增大時,光場局域性進一步增強。同時,EP開始分裂,使得雙穩(wěn)態(tài)閾值進一步降低,而上、下閾值間隔進一步增大。另外,改變?nèi)肷洳ㄩL和石墨烯的化學(xué)勢,可實現(xiàn)雙穩(wěn)態(tài)和非雙穩(wěn)態(tài)之間的相變。
【圖文】：

圖 1-1 非厄米性質(zhì)及 PT 對稱性。哈密頓本征值實部(a)和虛部(b)形成的黎曼面。(c)哈密頓量本征值虛部隨增益/耦合比的變化。(d)光勢及其在 PT 對稱耦合波導(dǎo)結(jié)構(gòu)圖[115]。耦合波導(dǎo)中 PT 對稱（左）和 PT 破缺超模（右）數(shù)字計算(e)和實驗驗證(f)[108]。系統(tǒng)中的 PT 對稱可以通過同時調(diào)控結(jié)構(gòu)中的增益和損耗來實現(xiàn)。幾何形狀完全一樣的耦合波導(dǎo)構(gòu)成 PT 對稱系統(tǒng)，，其中一根波導(dǎo)里外一根波導(dǎo)里面存在損耗，如圖 1-1(d)所示。兩個波導(dǎo)中的耦合超2 20 g ，其中0 是空波導(dǎo)（無增益/損耗和耦合）傳播常子體系，光學(xué) PT 對稱系統(tǒng)也有兩個不同的相： g和 g。前哈密頓量具有實本征值（傳播常數(shù)）和本征態(tài)（波導(dǎo)超模）；后者相，具有復(fù)共軛傳播常數(shù)。兩個態(tài)的相變發(fā)生在 g，這對應(yīng)著P[115]。

7圖 1-2 PT 對稱光學(xué)及其性質(zhì)。(a)PT 對稱布拉格散射器中的單向隱身[24]。(b)無源周期波導(dǎo)中的單向無反射[116]。(c)PT 對稱時域晶格中的單向隱身[117]。(d) PT 對稱對稱陣列中的拓撲保護邊界態(tài)[118]。(e)無源多層結(jié)構(gòu)中的單向反射[20]。(f) PT 對稱晶格中的 EP 分裂[29]。馮亮等人還設(shè)計了多層有損耗介質(zhì)結(jié)構(gòu)[20]，如圖 1-2(e)所示，在該結(jié)構(gòu)的設(shè)計中前向的反射系數(shù)為零，而后向的不為零，因此導(dǎo)致了單向無反射傳輸現(xiàn)象。Zhu 等在 PT 對稱多層介質(zhì)結(jié)構(gòu)中發(fā)現(xiàn) EP 分裂和光強局域增強的現(xiàn)象[29]，如圖 1-2(f)所示此 PT 對稱多層電介質(zhì)結(jié)構(gòu)可以被看作是二端口系統(tǒng)。入射波和散射波的振幅可以過散射矩陣 S 聯(lián)系起來，如下所示1 2 2 22 1 1 1b a t r aSb a r t a （1-
【學(xué)位授予單位】：華中科技大學(xué)
【學(xué)位級別】：博士
【學(xué)位授予年份】：2019
【分類號】：O43;TB33;O734

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本文編號：2627430