亞波長金屬光波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的類電磁誘導(dǎo)吸收效應(yīng)研究摘要表面等離子體，其傳播特點(diǎn)是沿一個(gè)界面?zhèn)鞑?，這個(gè)界面是金屬和介質(zhì)的界面，是一種波。其在過去的幾十年中得到了廣泛的研究，因?yàn)樗軌蚩朔鹘y(tǒng)的衍射極限并同時(shí)在深亞波長尺度上操縱光，可以把電磁波困在在金屬表面，這樣有利于人為把控納米級(jí)別電磁波的傳播，金屬-介質(zhì)-金屬波導(dǎo)是一種光學(xué)結(jié)構(gòu)，表面等離子體激元作用就發(fā)生在這里。最近，許多基于SPP的器件，如全光學(xué)開關(guān)、Y形組合器調(diào)制器、分離器、和布拉格反射器、在數(shù)值上進(jìn)行了模擬并通過實(shí)驗(yàn)證明。本文通過仿真驗(yàn)證在銀金屬中的類電磁誘導(dǎo)吸收PIA窗口，提出了基于末端耦合的類電磁誘導(dǎo)吸收的兩種新模型。本文第一章通過閱讀文獻(xiàn)期刊簡單介紹了電磁誘導(dǎo)吸收的發(fā)展歷史和電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象的主體——表面等離子體的工作原理。第二章介紹了基于麥克斯韋方程的FDTD的模擬計(jì)算方法的理論知識(shí)。第三章通過仿真一些典型的結(jié)構(gòu)，觀察實(shí)驗(yàn)圖片分析亞波長金屬光波導(dǎo)現(xiàn)象的產(chǎn)生原理和圖像解析。第四章在基于自己對(duì)電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象的理解和借鑒的基礎(chǔ)上，提出了兩個(gè)在亞波長納米體系的金屬光波導(dǎo)中實(shí)現(xiàn)電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象的新的末端耦合結(jié)構(gòu)?！P(guān)鍵詞：表面等離子體激元，類電磁誘導(dǎo)吸收，末端耦合，時(shí)域有限差分方法

AbstractSurfaceSurfaceplasmons,whosepropagationcharacteristicsarepropagatedalonganinterface,whichistheinterfacebetweenmetalandmedium,isawave.Ithasbeenextensivelystudiedinthepastfewdecadesbecauseitovercomesthetraditionaldiffractionlimitandsimultaneouslymanipulateslightatdeepsub-wavelengthscales,trappingelectromagneticwavesonmetalsurfaces,whichisbeneficialforman-madenanoscaleElectromagneticwavepropagation,metal-medium-metalwaveguideisanopticalstructurewheresurfaceplasmonactionoccurs.Recently,manySPP-baseddevices,suchasall-opticalswitches,Y-shapedcombinermodulators,splitters,andBraggreflectors,havebeennumericallysimulatedandexperimentallyproven.Inthispaper,theelectromagneticallyinducedabsorptionPIAwindowinsilvermetalisverifiedbysimulation.Twonewmodelsofelectromagneticinduction-inducedabsorptionbasedonterminalcouplingareproposed.Thefirstchapterintroducesthedevelopmenthistoryandelectromagneticofelectromagneticinductionabsorptionbyreadingtheliterature.Themainbodyoftheinducedabsorptionphenomenon-theworkingprincipleofsurfaceplasmonThesecondchapterintroducesthetheoreticalknowledgeofthesimulationcalculationmethodofFDTDbasedonMaxwell'sequation.Inthethirdchapter,bysimulatingsometypicalstructures,theexperimentalpicturesareanalyzedtoanalyzethegenerationprincipleandimageanalysisofthesubwavelengthmetalopticalwaveguidephenomenon.Inthefourthchapter,basedontheunderstandingandreferenceofelectromagneticinductionabsorptionphenomenon,twonewend-couplingstructuresforelectromagneticallyinducedabsorptioninthemetalopticalwaveguideofsub-wavelengthnano-systemareproposed.……Keywords:Surfaceplasmon,electromagnetic-inducedabsorption,endcoupling,time-domainfinitedifferencemethod

目錄TOC\o"1-4"\h\z\u1.緒論 .緒論1.1引言近年來激光物理、量子光學(xué)等領(lǐng)域的研究都取得了新進(jìn)展，量子相干與干涉受到了研究者的廣泛關(guān)注。如今研究發(fā)現(xiàn)，量子相干存在著不少的光學(xué)效應(yīng)，比如電磁誘導(dǎo)透明等現(xiàn)象，其共通點(diǎn)是非偶極躍遷耦合的原子能級(jí)間光誘導(dǎo)相干的出現(xiàn)。這些新效應(yīng)對(duì)光學(xué)介質(zhì)性質(zhì)的研究、光學(xué)測距、光學(xué)傳輸、激光制備等方面具有巨大的應(yīng)用前景。電磁誘導(dǎo)透明，顧名思義，通過電磁場的作用誘導(dǎo)下，把非透明物質(zhì)變?yōu)橥该鞯倪^程。具體實(shí)現(xiàn)過程：在電磁場作用于，原子的躍遷能級(jí)上，此時(shí)原子在頻率共振處對(duì)磁場能力有一個(gè)最好的吸收，此時(shí)在躍遷能級(jí)和別的能級(jí)之間加一個(gè)耦合場，同樣的，當(dāng)耦合場與磁場處于雙共振下，此時(shí)磁場的吸收曲線會(huì)發(fā)生變化，原來的峰會(huì)出現(xiàn)下陷，產(chǎn)生兩個(gè)波峰一個(gè)波谷的現(xiàn)象，這個(gè)過程就是電磁誘導(dǎo)透明。電磁誘導(dǎo)吸收（EIA）由基態(tài)相干和激發(fā)態(tài)相干自發(fā)轉(zhuǎn)移導(dǎo)致吸收增強(qiáng)形成的，光與物質(zhì)相互作用中表現(xiàn)出來的奇特的非線性效應(yīng)，具有時(shí)間依賴線型但，但EIA比EIT時(shí)間演化慢的多。不同激發(fā)路徑間的量子干涉對(duì)于多級(jí)原子系統(tǒng)，可以顯著地改變光學(xué)性質(zhì)。響應(yīng)并產(chǎn)生一個(gè)清晰的吸收窗口在廣泛的吸收光譜內(nèi)。電磁誘導(dǎo)吸收一般都具有窄光譜線寬。其色散線譜在某個(gè)窗口產(chǎn)生折射率突變的現(xiàn)象，可導(dǎo)致探測光的群速增快。最近，電磁感應(yīng)透明（EIT）效應(yīng)最早的實(shí)現(xiàn)，是在激光驅(qū)動(dòng)的三能級(jí)原子系統(tǒng)中，也適用于正常情況下的慢光。在透明EIT窗口中分散，但硬操作要求限制它的發(fā)展。在這種情況下，替代等離子體誘導(dǎo)透明（PIT）效應(yīng)的各種金屬絕緣體金屬（MIM）顯示出類似的EIT特性。其波導(dǎo)結(jié)構(gòu)也被認(rèn)為是最有前途的結(jié)構(gòu)之一，是實(shí)現(xiàn)納米集成光子學(xué)電路的方法。例如，底坑窗口是由于具有很強(qiáng)的破壞性，可用于側(cè)耦合雙槽腔結(jié)構(gòu)中暗模式和亮模式之間的干擾效應(yīng)。因此，電磁誘導(dǎo)吸收效應(yīng)可以應(yīng)用于超光速通信、光電子器件、光量子信息處理、量子計(jì)算機(jī)中，具有廣闊的應(yīng)用前景。1.2電磁誘導(dǎo)吸收的發(fā)現(xiàn)歷史1998年,Kuhn等人[1]首次發(fā)現(xiàn)在脈沖激光的作用下，能導(dǎo)致NO氣體的粒子數(shù)在轉(zhuǎn)移吸收曲線上引起吸收系數(shù)極高的窄線寬的吸收,并且為這個(gè)新現(xiàn)象命名了,叫做電磁誘導(dǎo)吸收(electromagneticallyinducedabsorption),簡稱EIA。而且覺得是因?yàn)樵幽芗?jí)結(jié)構(gòu)之間的相干效應(yīng)對(duì)系統(tǒng)的影響才出現(xiàn)了電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象。從那之后，各個(gè)研究小組各自了開展電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象的更詳細(xì)的研究工作。1998年,Akulshin等人[2]在Ru原子氣體實(shí)驗(yàn)室中,觀察到電磁誘導(dǎo)吸收的產(chǎn)生原因，是由于原子相干對(duì)吸收的相長干涉。同一時(shí)間對(duì)相應(yīng)的色散曲線進(jìn)行理論探求,并于1999年他們還提出了3個(gè)基本條件[3]，是關(guān)于在原子簡并二能級(jí)系統(tǒng)中能夠獲得電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象一定要滿足的需求。2000年,Dancheva等人[4]在銣原子氣體實(shí)驗(yàn)室中，使用單模和雙模激光進(jìn)行激發(fā)，同樣檢測到了電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象,而且獲得了相仿的認(rèn)識(shí)，即原子能級(jí)結(jié)構(gòu)中子能級(jí)之間的相干現(xiàn)象產(chǎn)生了EIA的結(jié)論。同年,Taichenachev[5]說明了電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象，他認(rèn)為是由原子的激發(fā)態(tài)到基態(tài)的相干特性的自發(fā)轉(zhuǎn)移引起的，他詳細(xì)的領(lǐng)會(huì)了Akulshin等人的結(jié)論和實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)，剖析結(jié)果，并融合了自己的理解，提出一個(gè)新的結(jié)構(gòu)模型——N型原子四能級(jí)結(jié)構(gòu),并從結(jié)構(gòu)中得到了電磁誘導(dǎo)吸收的真實(shí)的物理圖像，其實(shí)是從激發(fā)態(tài)到基態(tài)的光誘導(dǎo)引發(fā)的自發(fā)轉(zhuǎn)移產(chǎn)生的。同時(shí)，電磁誘導(dǎo)吸收的吸收譜線的線寬能體現(xiàn)出基態(tài)Zeeman子能級(jí)間相干時(shí)間的不同,解釋了此相干現(xiàn)象是處于同一個(gè)某個(gè)態(tài)超精細(xì)能級(jí)結(jié)構(gòu)中的Zeeman子能級(jí)之間的相互作用得到的結(jié)果。Dancheva等人還推導(dǎo)出當(dāng)銣原子氣體實(shí)驗(yàn)室的氣體密度特別低時(shí),弱探測場的強(qiáng)度和電磁誘導(dǎo)吸收的吸收強(qiáng)度就會(huì)變成線性關(guān)系。2003年,Taichenachev的結(jié)論被Failache[6]等通過大量實(shí)驗(yàn)研究進(jìn)行證實(shí),確定了原子簡并二能級(jí)系統(tǒng)中產(chǎn)生的電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象是因?yàn)闅怏w粒子從激發(fā)態(tài)到基態(tài)的相干轉(zhuǎn)移產(chǎn)生的。這個(gè)實(shí)驗(yàn)就是Hanle構(gòu)型，即在僅僅含有Rb蒸氣和緩沖氖氣體的密封實(shí)驗(yàn)室中觀察到Rb原子D1線存在共振吸收情況時(shí)能看到電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象。2004年,以Liu[7]為代表的研究者于近似簡并的Λ型三能級(jí)系統(tǒng)中發(fā)現(xiàn)的電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象進(jìn)行了理論的研究。認(rèn)為于Λ型三能級(jí)系統(tǒng)當(dāng)中,在耦合場和探測場滿足雙光子共振條件的時(shí)候,會(huì)產(chǎn)生電磁誘導(dǎo)透明現(xiàn)象。然而研究結(jié)果顯示，在研究近似簡并的二能級(jí)中相干失相速率的時(shí)候，因?yàn)樽园l(fā)輻射誘導(dǎo)產(chǎn)生相干效應(yīng)，所以系統(tǒng)中出現(xiàn)了電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象。還發(fā)現(xiàn)了通過調(diào)諧耦合場和探測場之間的位相差能夠讓電磁誘導(dǎo)吸收和電磁誘導(dǎo)透明相互轉(zhuǎn)化。2007年,Zhang等人[8]通過科學(xué)的實(shí)驗(yàn)研究表明了，在Λ型三能級(jí)構(gòu)型的冷Rb原子系統(tǒng)中，存在原子相干效應(yīng)，而且頻率可調(diào)諧的耦合場以及探測場為雙光子Raman躍遷的實(shí)現(xiàn)提供不同的方法，因?yàn)楫悩拥腞aman躍遷會(huì)讓原子系統(tǒng)出現(xiàn)不一樣的光譜特性,研究人員能夠通過控制探測場的位相進(jìn)而影響原子共振頻率周圍的建設(shè)性相干產(chǎn)生電磁誘導(dǎo)透明,破壞性相干產(chǎn)生電磁誘導(dǎo)吸收。2008年，張連水等人[9]研究了在基態(tài)和激發(fā)態(tài)由于雙光子耦合導(dǎo)致近似簡并的Λ型四能級(jí)系統(tǒng)中，電磁誘導(dǎo)吸收和電磁誘導(dǎo)透明的相互轉(zhuǎn)化。研究結(jié)果顯示，電磁誘導(dǎo)吸收產(chǎn)生于雙光子耦合場與原子能級(jí)共振的時(shí)候，如果在失諧的時(shí)候就會(huì)于和它的頻率失諧量相對(duì)應(yīng)的探測頻率位置產(chǎn)生電磁誘導(dǎo)透明。此Λ型四能級(jí)系統(tǒng)能夠簡化成為兩個(gè)Λ型三能級(jí)系統(tǒng)的相干作用,兩個(gè)Λ型三能級(jí)系統(tǒng)相對(duì)于Λ型四能級(jí)系統(tǒng)相同的是都擁有大小相同的調(diào)諧頻率，不同的是符號(hào)相反，因此雙Λ型三能級(jí)系統(tǒng)能夠于探測場的中心頻率處感應(yīng)產(chǎn)生電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象。1.3表面等離子體的特性和激發(fā)方式1.3.1表面等離子體表面等離子體激元，電磁場對(duì)電子有力的作用，金屬上存在許多自由電子，兩者在相互作用下，出現(xiàn)共振生成表面等離子體激元，其電場方程可用Espx,z=E0±表示。根據(jù)這一特性，光在亞波長金屬結(jié)構(gòu)中傳導(dǎo)成為現(xiàn)實(shí)，使光學(xué)器件實(shí)現(xiàn)微小化，達(dá)到納米級(jí)的大小。不同頻率的光波，金屬有著不同的光學(xué)性質(zhì)：當(dāng)對(duì)應(yīng)可見光或者近紅外光波段，金屬的介電常數(shù)表達(dá)式可寫為：εm=ε1+i在紫外線區(qū)域內(nèi)，光在傳播中被金屬吸收的損耗很小，由此可以做出低損耗光通道金屬，金屬包覆波導(dǎo)；處于低頻率時(shí)，近似于理想導(dǎo)體。由此看來，不同的頻率光波照射到金屬表面時(shí)，會(huì)產(chǎn)生不同的光學(xué)反應(yīng)。如下圖（a）（b）所示，當(dāng)光束穿過比其波長要小的小孔，這個(gè)時(shí)候由于光衍射極限的存在，導(dǎo)致發(fā)生衍射現(xiàn)象，從而消耗了光束的能量，部分光無法穿過小孔。研究發(fā)現(xiàn)，當(dāng)小孔的尺寸為亞波長時(shí)，光束的能量沒有被消耗，并且透射光的能量會(huì)在某一頻率范圍內(nèi)保持在高透射狀態(tài)，而不是形成衰減趨勢，如圖1.10(c)-(d)所示。圖1.1a、b.衍射極限導(dǎo)致光不能透射小孔c、d.SPP突破衍射極限[10]將這些小孔組合成亞波長的小孔陣列，實(shí)驗(yàn)發(fā)現(xiàn)小孔陣列的透過率比金屬平板上小孔占總面積的百分比更高，如下圖1.2所示。原因是當(dāng)光穿過小孔矩陣板上的時(shí)候，在金屬界面上會(huì)形成衍射和散射的光學(xué)現(xiàn)象，同時(shí)會(huì)形成衰逝波，一些衰逝波會(huì)透射到金屬反面，在金屬的反面由于有散射而形成一個(gè)傳播場。同時(shí)另外的瞬衰場由于被表面等離子體的近場增強(qiáng)作用補(bǔ)償了，因此能量輸送的損耗比被有效降低了很多。另外，研究表明因?yàn)橛幸?guī)律性的小孔的結(jié)構(gòu)數(shù)值影響了透射現(xiàn)象中的峰值，所以如果能合理地改變亞波長小孔的結(jié)構(gòu)參數(shù)，就可以做出亞波長尺度的濾波器。圖1.2金屬小孔陣列導(dǎo)致不同尋常的透射增強(qiáng)[10]1.3.2表面等離子體色散關(guān)系表面等離子體色散即，電磁模頻率和光波矢這兩個(gè)參量中有的相互依存的關(guān)系。其可以通過以下推導(dǎo)得出：在介質(zhì)和金屬構(gòu)成的界面，界面上的設(shè)立的x，y軸平面上，z軸作為法向量，系統(tǒng)入射光磁場方向以y軸為準(zhǔn)。金屬填充z指向反方向區(qū)域是半無限區(qū)域，金屬的介電常數(shù)的表達(dá)式為[11]εm=ε1+i當(dāng)z指向正方向時(shí)的區(qū)域?yàn)樘畛浣殡姴牧?，其中介電常?shù)為εd，也存在另一個(gè)解，填充介電常數(shù)為ε0的真空，表面等離子體激元沿著ｘ方向傳播。結(jié)合材料的特質(zhì)和邊界條件，金屬和電磁波的關(guān)系能夠通過解出麥克斯韋方程組獲得。對(duì)于TH1=0,HE1=E1x其中εm(ω而且在z＜０區(qū)域，存在H2=E2=其中εd，且kz1將上述式子代入麥克斯韋方程組，且場的切向向量要在z=0連續(xù)，即H1x,z由此可得kx1=k根據(jù)麥克斯韋方程?×H=?ik0εE能夠得到1εm?H因此，由界面的邊界條件kz1和kzi2=εi綜上可得金屬表面等離子激元色散關(guān)系：kSPP=k0其中k0金屬的損耗很少，適合做為材料應(yīng)用，其復(fù)介電常數(shù)的實(shí)部εm<0而且εm的絕對(duì)值遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于1，然而其虛部小，所以ελSPP=λ0其中是λ0為真空中光波長，由此可得λSPP小于入射波長1.3.3表面等離子體傳播長度表面等離子體的傳播距離，當(dāng)電場強(qiáng)度E減小到e?1的時(shí)候，其在金屬表面?zhèn)鞑サ木嚯x，當(dāng)光線穿過金層屬表面時(shí)，光線的傳播距離受到限制是因?yàn)楣庥龅浇饘俦砻婧髸?huì)轉(zhuǎn)化為表面等離子體模，其會(huì)在金屬表面上繼續(xù)傳播，不過金屬的吸收導(dǎo)致其能量降低。SPP波矢的虛部kSPP''，會(huì)干擾SPP的傳播距離，計(jì)算出kSPP''δSP=12式中，εm'代表金屬介電常數(shù)的實(shí)部，εm''是其虛部，即εm=εm'+iεm''。由傳播長度表達(dá)式，想要增加光的傳播距離，應(yīng)該選擇低損耗的金屬材料，即εm1.4等離子誘導(dǎo)吸收的基本原理1.4.1激發(fā)表面等離子體的方法由表面等離子體的電場方程式Espx,z等離子體在金屬上的分布是成指數(shù)衰減狀態(tài)的，原因是金屬吸收的存在，能量不斷減少，而且會(huì)隨著傳播距離越發(fā)明顯。電場在垂直方向上的能量衰減情況，電磁波和表面電荷的傳播路線如圖1.3所示。圖1.3介質(zhì)界面上的電磁場和電荷傳播路線圖，b圖為電場沿垂直方向上能量衰減示意圖[10]如上圖所示金屬和介質(zhì)結(jié)構(gòu)的方程組可寫為：?×Hi?×Ei??Di??BI其中，下標(biāo)字母d代表電介質(zhì)，i代表金屬，μ0和ε0分別表示的是真空中的磁導(dǎo)率和介電常數(shù)。麥克斯韋方程組的解可以分為TE波和TM偏振波。由于TM波在電磁場的垂直面上存在電場分量，因此TM的極化電磁波可以在金屬表面上產(chǎn)生等離子體。但是，極化的電磁波不能與電場存在垂直，相交的情況，僅僅只能與金屬表面的電場平行。因此當(dāng)存在于TE模式中則表面等離子體激元無法被激發(fā)。在1.4.2電磁誘導(dǎo)吸收的相干機(jī)制由于相干的兩重性,原子相干不僅可以抑制吸收,同樣也可以增強(qiáng)吸收。先看一下簡并二能級(jí)模型，如圖1.4所示光和介質(zhì)相互作用最簡單的模型是二能級(jí)原子模型。在這個(gè)系統(tǒng)中,能級(jí)|g>是簡并基態(tài)能級(jí),基態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量Fg，能級(jí)|e>是簡并激發(fā)態(tài)能級(jí)。,激發(fā)態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量為Fe。Γb為激發(fā)態(tài)|e>自發(fā)衰減到基態(tài)|g>的粒子數(shù)衰減速率,激發(fā)態(tài)e到其他能級(jí)的粒子數(shù)弛豫速率是Γ(1-b),γ為從激發(fā)態(tài)至基態(tài)的非相干轉(zhuǎn)移速率,即熱弛豫速率,通常認(rèn)為γ<<Γ。耦合場E1和探測場E2均與|e>和|g>躍遷發(fā)生耦合作用,同時(shí) 還外加了磁場B,使系統(tǒng)的基態(tài)能級(jí)|g>和激發(fā)態(tài)能級(jí)在簡并二能級(jí)系統(tǒng)中，只要滿足基態(tài)能級(jí)簡并，基態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量小于激發(fā)態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量且躍遷是封閉的就會(huì)出現(xiàn)電磁誘導(dǎo)吸收現(xiàn)象。為了可以直觀反映原子相干過程，在簡并二能級(jí)模型基礎(chǔ)上構(gòu)建出N型四能級(jí)系統(tǒng)模型，更能對(duì)系統(tǒng)中具體的原子相干過程進(jìn)行闡述。圖1.4簡并二能級(jí)結(jié)構(gòu)[9]a.裸態(tài)能級(jí)b.綴飾態(tài)能級(jí)圖1.5N型四能級(jí)系統(tǒng)模型[9]在裸態(tài)能級(jí)圖1.5（a）上,3個(gè)電偶極躍遷構(gòu)成N型鏈的四能級(jí)系統(tǒng),其中,兩邊為耦合躍遷，中間是探測躍遷。在這個(gè)系統(tǒng)中,激發(fā)態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量Fe大于基態(tài)能級(jí)的總角動(dòng)量Fg,能級(jí)|1>和|3>是無弛豫的簡并基態(tài)能級(jí)，能級(jí)|2>和|4>為簡并激發(fā)態(tài)能級(jí)。原子受到兩個(gè)光場的作用，光場表達(dá)式為E（r，t）=E1exp(-iv1t)+根據(jù)選擇定則,|1>|4>躍遷是偶極禁止的,1個(gè)弱耦合場同時(shí)驅(qū)動(dòng)|1>|2>躍遷和|3>|4>躍遷,在|2>|3>躍遷之間利用1個(gè)更弱的場進(jìn)行探測。γ21和γ23分別為激發(fā)態(tài)|2>自發(fā)衰減到|1>和|3>的粒子數(shù)衰減速率,γ43為激發(fā)態(tài)|4>自發(fā)衰減到|3>的粒子數(shù)衰減速率,H=???(+Ω2經(jīng)運(yùn)算可得探測場吸收α在耦合低飽和極限下表示為：α=Re(?iΩ2弱耦合場的作用導(dǎo)致探測躍遷在綴飾態(tài)表象中分裂成4個(gè)相互耦合的躍遷.其中|1>、|2>、|3>、|4>依次表示綴飾態(tài)能級(jí),γ24,γ14,γ23,γ13依次為綴飾態(tài)之間的粒子數(shù)衰減速率，|2>|3>,|1>|4>,|1>|3>,|2>|4>躍遷的拉比頻率依次是2a1,2a2α1=α2=?α3=α4=?根據(jù)綴飾態(tài)理論,介質(zhì)對(duì)探測場的吸收可寫為α=Re?i(α可得吸收體現(xiàn)成四個(gè)躍遷的相干疊加。這4個(gè)躍遷相互耦合，導(dǎo)致耦合的因素一個(gè)是源自激發(fā)態(tài)的自發(fā)輻射,就是正比于γ23,對(duì)所有探測躍遷產(chǎn)生同一符號(hào)的耦合,都是負(fù)號(hào),此時(shí)綴飾態(tài)相干表現(xiàn)為抑制吸收。另一些是源自激發(fā)態(tài)到基態(tài)的自發(fā)相干轉(zhuǎn)移,就是正比于γ0,對(duì)其中兩個(gè)探測躍遷(|1)|3>,|2>|4>)產(chǎn)生正號(hào)的耦合,對(duì)另2個(gè)探測躍遷(|2)|3>,|1>|4>)產(chǎn)生負(fù)號(hào)的耦合。此正負(fù)參半的耦合明顯改變了綴飾態(tài)相干對(duì)吸收的作用,導(dǎo)致了介質(zhì)對(duì)吸收的相長干涉，讓其由抑制吸收變成增強(qiáng)吸收,從而導(dǎo)致EIA。換句話說即原子相干對(duì)吸收的相長干涉產(chǎn)生EIA，相消干涉產(chǎn)生EIT。原則上,每一個(gè)躍遷的貢獻(xiàn)取決于兩個(gè)因素a.裸態(tài)能級(jí)b.產(chǎn)生EIA的綴飾態(tài)能級(jí)c.產(chǎn)生EIT的綴飾態(tài)能級(jí).圖1.6近似簡并的Λ型四能級(jí)系統(tǒng)[9]如圖1.6（a）所示.在裸態(tài)能級(jí)圖中,|1>和|2>能級(jí)包括于基態(tài)精細(xì)結(jié)構(gòu)能級(jí)，|3>和|4>能級(jí)包括于激發(fā)態(tài)精細(xì)結(jié)構(gòu)能級(jí)。當(dāng)f=ωc的光學(xué)耦合場激勵(lì)了|2>|3>躍遷,f=ωrf的射頻場激勵(lì)|3>|4>躍遷時(shí),可當(dāng)做級(jí)聯(lián)型光學(xué)-射頻雙光子耦合場,但是被|1>|4>躍遷掃描的f=ωp的探測場可以獲得探測吸收譜。三場的拉比頻率分別為Ωc,，Ωrf和Ωp。于綴飾態(tài)模型當(dāng)中,因?yàn)樯漕l場與|3>|4>能級(jí)發(fā)生共振的相互作用，因此而產(chǎn)生的動(dòng)態(tài)Stark劈裂效應(yīng)，讓能級(jí)|4>被劈裂為兩條對(duì)稱分布的綴飾態(tài)能級(jí)|+>和|->。在光學(xué)-射頻雙光子耦合場與|2>|4>能級(jí)共振的時(shí)候，產(chǎn)生躍遷路徑1,如圖1.6(b)所示，在躍遷路徑1之中包含著兩種形式的躍遷,就是原子從能級(jí)|2>躍遷到能級(jí)|+>上以及從能級(jí)|2>躍遷到能級(jí)|->上,還構(gòu)成了兩個(gè)新的Λ型三能級(jí)系統(tǒng)，它們之中產(chǎn)生量子相干現(xiàn)象，因此能在探測場的中心頻率這個(gè)地方感應(yīng)形成電磁誘導(dǎo)吸收，但是在雙光子耦合場與|2>|+>能級(jí)共振,形成躍遷路徑2,如圖1.6(c)所示。躍遷路徑2中雙光子耦合場能夠讓為了達(dá)到系統(tǒng)具有一般性的目的，張連水等研究人員分析了當(dāng)f=ωrf時(shí)的射頻場不單單只能激勵(lì)激發(fā)態(tài)結(jié)構(gòu)能級(jí)|3>|4>的躍遷,同時(shí)也可以激勵(lì)基態(tài)結(jié)構(gòu)能級(jí)|1>|2>的躍遷。研究結(jié)果顯示,假如當(dāng)f=ωrf的射頻場也與|1>|2>躍遷產(chǎn)生了相互作用,就會(huì)導(dǎo)致削弱電磁誘導(dǎo)吸收的現(xiàn)象同時(shí)增強(qiáng)電磁誘導(dǎo)透明，這個(gè)結(jié)果同時(shí)也證明反映了電磁誘導(dǎo)吸收2數(shù)值模擬計(jì)算方法2.1麥克斯韋方程的FDTD形式麥克斯韋方程組是一組支配宏觀的電磁現(xiàn)象的基本方程組，麥克斯韋方程組既可以寫成積分的形式，還能用微分的方式表示。時(shí)域有限差分的方法是根據(jù)微分形式麥克斯韋的旋度方程差分離散得到的一組時(shí)域推進(jìn)公式。麥克斯韋的旋度方程是：?×H其中H是磁場強(qiáng)度，D是電通過量密度，J是電流密度?×E其中B是磁通過量密度，E是電場強(qiáng)度，JmD=εEB=μHJ=σEJm=其中ε是介質(zhì)介電質(zhì)數(shù)，單位是F/m（法拉/米）；μ 是磁導(dǎo)系數(shù)，單位為H/m(亨利/米)；σ表示介質(zhì)電損耗的電導(dǎo)率，單位為S/m（西門子/米）；σm是代表介質(zhì)磁損耗的導(dǎo)磁率，它的單位是（歐姆／米）。在真空里σm=0ε=ε0μ=μ0本著在時(shí)域有限差分法離散里表示磁場和電場的各節(jié)點(diǎn)空間分布的目的，使用Yee氏網(wǎng)格元胞，如圖所示。Ｙｅｅ氏網(wǎng)格元胞的特征：每個(gè)H分量是由四個(gè)E分量來圍繞，每個(gè)E分量是由四個(gè)H分量來環(huán)繞。假如已經(jīng)提供了相應(yīng)初始值與邊界條件，就能夠用時(shí)域有限差分的方法慢慢地推算出空間的各點(diǎn)在每個(gè)時(shí)刻電磁場分布。在直角坐標(biāo)系里式2.1與式2.2可以寫為：?HZ?EZ對(duì)上式里的時(shí)域有限差分法差分離散，讓f(x,y,z,t)代表磁場H或電場E在直角坐標(biāo)系里的某一個(gè)分量，在時(shí)域與空域里的離散可取下面的符號(hào)表示：fx,y,x,t其中?x,?y,?z分別是在ｘ，y，ｚ方向Ｙｅｅ元胞的單位長度，整數(shù)i,j,k為相應(yīng)格點(diǎn)的編號(hào)。將時(shí)間數(shù)值離散以后，任何時(shí)刻t可以近似成n?t，?t是離散時(shí)間的間隔，正整數(shù)n是時(shí)間步數(shù)。?f(x,y,z,t)?x|時(shí)間迭代的過程中f(x,y,z,t)的平均值就寫為fn本文使用的FDTD結(jié)構(gòu)都是二維結(jié)構(gòu)，入射光是TM光。令入射平面為XOY，ｚ方向是無線延伸的方向，就會(huì)有Hx，Hy,Ez=0,因此麥克斯韋旋度方程組能化簡為：?Hz因此，二維情況下的FDTD算法迭代公式能寫成Exn+1Eyn+1H?CQ(m)?Ey式中系數(shù)如下：CAm=由上述式2.16的時(shí)域有限差分法知道電磁場的時(shí)域推進(jìn)計(jì)算法分三個(gè)步驟：第一個(gè)步驟是得到t1=t2=n?t時(shí)刻空間每一處磁場H的值和(nc?t≤11其中c是電磁波于真空中的傳播速度，其所對(duì)應(yīng)的空間離散間隔長度必須滿足條件?d≤λ/12，然而實(shí)際計(jì)算過程中所使用的空間間隔長度比上述條件更小。由時(shí)域有限差分法的特性，在全部的計(jì)算區(qū)域創(chuàng)建Yee圖2.1Yee元胞網(wǎng)絡(luò)和電磁場分量的分布圖[11]3.等離子體耦合系統(tǒng)中的類電磁誘導(dǎo)吸收和誘導(dǎo)透明現(xiàn)象3.1多腔耦合波導(dǎo)體系中類電磁誘導(dǎo)透明本文所有的金屬結(jié)構(gòu)都使用銀Ag。電子在金屬中傳輸特性的介電常數(shù)能夠表示為：εmωωpγ=8.5×1013式3.1、3.2、3.3中，ωp表示金屬中自由電子的振蕩頻率，γ是阻尼系數(shù)，ω圖3.1銀金屬平面的多腔耦合亞波長波導(dǎo)體系示意圖[12]圖3.1中直通道、凹槽和矩形腔的寬度w=50nm,矩形腔的長度L3=210nm，字形腔的底邊長L2=250nm和側(cè)邊邊長圖3.2波長圖，綠色線代表g=100nm,藍(lán)色線代表g=20nm.當(dāng)凹槽與矩形腔的距離g>50的時(shí)候不能直接耦合，暗模無法被激發(fā)。此時(shí)結(jié)構(gòu)中僅有矩形腔和直通道相互作用，此時(shí)矩形腔相當(dāng)于一個(gè)共振腔。矩形共振腔中充滿了強(qiáng)烈的磁場。圖3.3g=100nm,829.4nm處磁場能量分布圖圖3.4g=20nm,829.4nm處磁場能量分布圖當(dāng)g=20nm時(shí)，亮模和暗模都被激發(fā)相互耦合導(dǎo)致干涉相消，產(chǎn)生了電磁誘導(dǎo)透明現(xiàn)象。在原共振波谷處產(chǎn)生了透明窗口，同時(shí)在波長為710nm和897.3nm處出現(xiàn)了兩個(gè)共振波谷如圖藍(lán)線所示。將兩個(gè)磁場圖相比較，我們發(fā)現(xiàn)在耦合距離g等于20nm時(shí)，由因?yàn)楦缮嫦嘞斐傻碾姶耪T導(dǎo)透明現(xiàn)象讓矩形腔里的磁場幾乎為零。在波長為710nm處直通道中入射光的透射率和磁場強(qiáng)度同時(shí)被增強(qiáng)了。為了更深入的研究電磁誘導(dǎo)透明光譜的特征，模擬出了在710nm和897.3nm處磁場分布情況如圖3.5、圖3.6所示：圖3.5g=20nm,波長為710nm磁場分布圖3.6g=20nm,波長為897.3nm磁場分布由圖3.5、3.6可得，矩形腔和凹槽內(nèi)被磁場包圍，在這兩個(gè)波長處，亮模和暗模已經(jīng)被充分的激發(fā)。入射波能量被散射成為輻射模。引起這個(gè)現(xiàn)象的原理是矩形波導(dǎo)腔四周的環(huán)形電流導(dǎo)致了磁場的變化，也是由于這個(gè)磁場穿過金屬進(jìn)入凹槽引起了環(huán)形電流的分布。3.2同心納米環(huán)的等離子體誘導(dǎo)吸收基于MIM波導(dǎo)諧振器系統(tǒng)的PIT具有一直是人們關(guān)注的焦點(diǎn),主要是因?yàn)楸砻娴入x子體激元的特性使電磁波局限在金屬介電界面上，可以在亞波長納米尺度內(nèi)克服傳統(tǒng)的衍射極限和電磁場限制。參考文獻(xiàn)首先構(gòu)造出一個(gè)側(cè)邊耦合單環(huán)波導(dǎo)諧振器系統(tǒng)圖3.7波導(dǎo)諧振器系統(tǒng)[13]其中外環(huán)半徑R=200nm,矩形腔高度d=50nm，圓環(huán)厚度w=60nm，圓環(huán)和兩個(gè)矩形腔的側(cè)邊耦合距離為g，當(dāng)耦合距離為15nm時(shí)，由二維FDTD模擬得到的波長和磁場分布圖如下圖3.8和圖3.9所示。滿足納米環(huán)共振條件的波長是738nm此時(shí)能量被限制在納米環(huán)中并耦合到右邊矩形腔中輸出，傳輸峰值為80%。圖3.8波長分布圖3.9波長為738nm時(shí)磁場分布根據(jù)共振方程，為了獲得相同的共振波長，我們可以設(shè)置兩個(gè)不同結(jié)構(gòu)參數(shù)的同心納米環(huán)。由此構(gòu)造了一個(gè)耦合距離為g=20nm和40nm的兩個(gè)同心納米環(huán)的MIM波導(dǎo)。如圖3.10所示圖3.10組合結(jié)構(gòu)示意圖[13]這個(gè)結(jié)構(gòu)中，外環(huán)R1=200nm，厚度為60nm；內(nèi)環(huán)R2=100nm，厚度為20nm根據(jù)以上討論,兩個(gè)同心納米環(huán)具有共振特性，納米環(huán)的共振波長不同。圖3.11透射光譜在圖中，同心納米環(huán)在入射波長λ=745nm時(shí)具有相同的共振模式?？紤]到這種復(fù)合結(jié)構(gòu)，新的吸收窗口應(yīng)出現(xiàn)在固有傳輸峰值中因?yàn)橐氲膬?nèi)納米環(huán)作為等離子體暗諧振器可以抑制外界的共振響應(yīng)。納米化并限制入射SPP功率。數(shù)字的用流明FDTD方法進(jìn)行了模擬。在實(shí)施中，根據(jù)德魯?shù)履Ｐ豌y的介電常數(shù)被表征為εmωTM極化平面向左側(cè)波導(dǎo)發(fā)射的波用于激勵(lì)SPP波，如上圖中的紅色箭頭所示。在右側(cè)矩形腔放置1000nm距離的監(jiān)視器，用于檢測事故電源腳和傳輸功率輸出。變速器定義為T=Pout/pin，設(shè)雙環(huán)的耦合距離為g，當(dāng)耦合距離分別為20nm和40nm時(shí)進(jìn)行FDTD模擬，結(jié)果下圖所示圖3.12波導(dǎo)諧振器系統(tǒng)的透射光譜，綠色g=40nm，藍(lán)色g=20nm以下的圖3.13、.314、3.15分別是g=20nm即藍(lán)線的兩個(gè)波峰，和一個(gè)波谷的磁場分布圖圖3.13650nm圖3.14740nm圖3.15823.3nm正如所料，獨(dú)特的PIA窗口確實(shí)出現(xiàn)在耦合系統(tǒng)中固有傳輸峰的實(shí)現(xiàn)沒有內(nèi)納米環(huán)。因此，兩個(gè)新的入射波長為650nm和823.3nm的峰形成。這個(gè)PIA傳輸頻譜的調(diào)制深度超過75%。外納米環(huán)直接耦合，入射波導(dǎo)作為一個(gè)具有輻射特性的明亮諧振器。等離子激元處于|1>。內(nèi)納米環(huán)不能被激發(fā)直接受入射光影響，表現(xiàn)為暗諧振器。暗諧振器被激發(fā)僅通過與外納米環(huán)的近場耦合。由三個(gè)磁場分布圖分析可以得到，PIA的實(shí)現(xiàn)響應(yīng)源于極端破相消干涉，在波長為740nm處，暗諧振器被有效地激活，而亮諧振器諧振器由于干涉效應(yīng)，幾乎所有的表面等離子體激元的功率都被吸收。內(nèi)部納米環(huán)和小的SPP功率耦合到右側(cè)形成MIM波導(dǎo)輸出，在本征峰點(diǎn)出現(xiàn)了完美的吸收窗。有了新的傳輸峰，外納米環(huán)是直接接收到入射的表面等離子體激元，內(nèi)納米環(huán)的激發(fā)由于與外部納米環(huán)的耦合而得到增強(qiáng)諧振器。同相耦合共振發(fā)生在標(biāo)記波長為λ=650nm的同心納米環(huán)，而在λ=823.3nm波長處形成了異相。入射的表面等離子體激元可以耦合到由外納米環(huán)形成的右波導(dǎo)出現(xiàn)了傳輸峰值。因此，引入的內(nèi)部環(huán)形諧振器可以限制和吸收所有的表面等離子體激元功率，即以前通過外納米環(huán)共振傳輸，因此實(shí)現(xiàn)新穎的PIA響應(yīng)。3.3端耦合金屬-絕緣體-金屬諧振器中的等離子體誘導(dǎo)吸收結(jié)構(gòu)本節(jié)提出了一種基于MIM端耦合復(fù)合槽腔諧振器（CSCR）。亞波長金屬絕緣體金屬（MIM）波導(dǎo)。由于模式干擾，PIA效應(yīng)將通過添加一個(gè)相對(duì)垂直的槽腔來實(shí)現(xiàn)。一端水平耦合。根據(jù)一階和二階模式分布在端部耦合槽腔內(nèi)，可實(shí)現(xiàn)單、雙PIA窗口通過調(diào)整垂直腔的位置。與法布里諧振器的狹縫腔相比，等離子體誘導(dǎo)的吸收效應(yīng)是在CSCR系統(tǒng)中實(shí)現(xiàn)。前者會(huì)出現(xiàn)單或雙吸收窗，通過在CSCR中設(shè)置垂直槽腔的位置來達(dá)到傳輸峰值。此外，基于相同的干擾效應(yīng)，等離子體誘導(dǎo)通過改變端部耦合也可以得到正常色散的透明響應(yīng)。CSCR系統(tǒng)到側(cè)耦合系統(tǒng)通過分析該結(jié)構(gòu)的性能并利用耦合模理論和有限差分時(shí)間域進(jìn)行研究。首先，端耦合完全槽腔諧振器（PSCR），可以看作是一種FP諧振器，如下圖所示。在輸入和輸出帶耦合距離S的MIM波導(dǎo)。根據(jù)共振條件，一系列縱向共振模式將在腔體中振蕩，波長λm可以通過式3.5kL其中L1是槽腔的長度，Δθ是由于在腔的反射引起的相位變化，k=2πRe(neff)/λm是波導(dǎo)內(nèi)部的波矢量，m=1,2,…∞是FP模式的順序，Re(圖3.16波導(dǎo)諧振器系統(tǒng)[14]圖3.17基于FDTD的PSCR透射光譜圖3.181642nmSPP共振的磁場分布模式圖.3.19840nmSPP共振的磁場分布模式其中δ=(ω?ω0)/ω0是歸一化頻率，ω是SPP模式中入射頻率。首先使用FDTD方法來研究性能。波導(dǎo)和PSCR的寬度為w=50nm，PSCR的長度為L1=520nm，PSCR與波導(dǎo)之間的耦合距離為S=15nm，銀的光學(xué)常數(shù)不變。傳輸光譜如圖3.17所示，用藍(lán)色實(shí)線表示。顯然，在光譜中有兩種共鳴的峰值，即1642nm的一階模式，透射率為0.39，和在840nm處的二階模式，透射率為0.81。共振波長與方程式評(píng)估的結(jié)果一致。為了進(jìn)一步分析光譜響應(yīng)，兩種模式的分布分別繪制在圖3.18和圖3.19中。有一個(gè)節(jié)點(diǎn)以及PSCR中心的一階模式和二階模式的反節(jié)點(diǎn)，兩種模式分別在PSCR的末端具有反節(jié)點(diǎn)。另外，兩個(gè)此外，可以用作電磁容器的垂直槽腔是放置在PSCR上方以獲得PIA響應(yīng)。這種復(fù)合槽腔諧振器（CSCR）由水平槽腔和垂直槽腔組成，如下圖3.20所示。圖3.20終端耦合CSCR結(jié)構(gòu)[14]此節(jié)中所有矩形腔的寬度w都為50nm，鑒于這些磁場分布，可以通過調(diào)整垂直腔的位置實(shí)現(xiàn)單PIA效應(yīng)和雙PIA效應(yīng)。具體地，當(dāng)垂直槽腔定位時(shí)，在PSCR內(nèi)部的預(yù)期模式的反節(jié)點(diǎn)處，PIA效應(yīng)將出現(xiàn)在這種模式的波長。在這種情況下，從水平腔的中心移位g用于表示垂直腔的位置。水平和垂直槽腔可表示為dadtdbdt同樣，可以導(dǎo)出通過輸出MIM波導(dǎo)的透射光譜，如T=|1Q在下文中，垂直槽腔的長度和寬度分別定義為L2=490nm且w=50nm，兩個(gè)槽之間的耦合距離為首先，垂直腔位于水平腔的中心，即g=0nm，其中水平方向的二階模式的反節(jié)點(diǎn)和一階模式的節(jié)點(diǎn)腔的吸收系數(shù)由圖3.22可見圖3.21g=0的CSCR結(jié)構(gòu)圖[14]在這種情況下，第二諧振模式將是被垂直腔吸收，而一階模式不受影響。圖3（a）圖中顯示了使用基于FDTD的藍(lán)色色實(shí)線的CSCR的透射光譜方法。為方便起見，PSCR的傳輸頻譜也是如此繪制在圖3（a）中。顯然，根據(jù)CSCR成功實(shí)現(xiàn)了PIA效應(yīng)。圖3.22基于FDTD方法的PSCR和CSCR的透射譜。綠線代表PSCR，藍(lán)線代表CSCR因?yàn)?40nm處的透射峰值（即PSCR諧振器的第二諧振模式）被禁帶所代替。同時(shí)，傳輸高峰為第一個(gè)SPP模式保持在1642nm的相同波長。結(jié)果與之吻合以上分析。此外，周圍出現(xiàn)兩個(gè)具有高透射率的新透射峰。PIA窗口的波長分別為769nm和925nm。一般來說，吸收率A由其透射率T和反射率R計(jì)算得出A=1-R-T。進(jìn)一步研究吸收性能，通過計(jì)算反射的能量和傳輸能量，我們可以大約獲得吸收能量比高達(dá)58.4％。因此，認(rèn)為在CSCR系統(tǒng)中已經(jīng)實(shí)現(xiàn)了PIA效應(yīng)一些SPP被反射到輸入MIM波導(dǎo)。圖3.33波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.34波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.35波長PIA窗口中磁場的分布λ禁帶和傳輸峰值的磁場分布如圖3.33、圖3.34、圖3.35所示。顯然，SPP為CSCR將阻止帶隙，而傳輸峰值則為通過輸出MIM波導(dǎo)傳播。有趣的是，相反的階段λ=815nm下面我們對(duì)水平和垂直槽腔的長度也加以改變以進(jìn)行研究，它們分別都對(duì)PIA的反應(yīng)有影響。在圖中在圖3.21中，長度L1水平腔從440nm增加到600nm，步長為40nm，而長度為L2垂直方向與490納米相同。通過使用繪制透射光譜，可以看出兩個(gè)透射峰都有線性紅移。由于增加L1出現(xiàn)了吸收帶，因此可以始終獲得PIA效應(yīng)。在圖3.36-3.40中。結(jié)果通過時(shí)間延遲曲線進(jìn)一步證實(shí)。但是，時(shí)間延遲還調(diào)查了PIA窗口的響應(yīng)波長不會(huì)被L1改變。圖3.36L1=440nm，L2=490nm的透射光譜圖3.37L1=480nm，L2=490nm的透射光譜圖3.38L1=520nm，L2=490nm的透射光譜圖3.39L1=560nm，L2=490nm的透射光譜圖3.40L1=600nm，L2=490nm的透射光譜相反，L1固定為520nm并且L2增加，，從410nm到570nm，步長為40nm。在圖3.41-3.45中分別呈現(xiàn)了他們的透射光譜。圖3.41L1=520nm，L2=410nm的透射光譜圖3.42L1=520nm，L2=450nm的透射光譜圖3.43L1=520nm，L2=490nm的透射光譜圖3.44L1=520nm，L2=530nm的透射光譜圖3.45L1=520nm，L2=570nm的透射光譜在這種情況下，兩個(gè)傳輸峰值和PIA窗口具有線性紅移，這可以通過時(shí)間延遲進(jìn)一步證明。因此，認(rèn)為PIA窗口的波長僅受L2的影響，但是兩個(gè)傳輸峰值都被L1和L2改變。然后，當(dāng)垂直槽腔移動(dòng)到g=145nm的位置，其中幾乎是1642nm處的一階模的反節(jié)點(diǎn)和840nm處的二階模的節(jié)點(diǎn)。如下圖3.46所示圖3.46g=145nm的CSCR結(jié)構(gòu)圖[14]圖3.47基于FDTD方法的PSCR和CSCR的透射光譜，綠色代表PSCR，藍(lán)色代表CSCR在這種情況下，只有水平槽腔中的一階模式的SPP將被捕獲到垂直槽中，導(dǎo)致相消干涉?；贔DTD模擬，PSCR和CSCR系統(tǒng)的透射光譜如圖3.47所示。當(dāng)與PSCR系統(tǒng)的透射光譜相比時(shí)，CSCR系統(tǒng)還具有使用840nm的黑色實(shí)線繪制的透射峰。然而，在CSCR系統(tǒng)中，前一個(gè)1640nm的透射峰被吸收窗取代，另外兩個(gè)峰分別在1525nm和1786nm處出現(xiàn)。正常的分散可用于這兩個(gè)峰，這也通過組時(shí)間延遲的響應(yīng)來研究。PIA窗口的磁場分布的兩個(gè)峰分別如圖3.47-3.49所示。圖3.47波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.48波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.49波長PIA窗口中磁場的分布λSPP可以通過圖3.46中的輸出波導(dǎo)。如圖3.47和3.49所示，但是圖3.48中的那個(gè)被諧振器停止。而且，第一和第二模式的反節(jié)點(diǎn)在水平槽腔的末端共存。當(dāng)垂直槽腔移動(dòng)到該位置時(shí)，g=235nm,如下圖所示，圖3.50g=235nm的CSCR結(jié)構(gòu)圖[14]兩個(gè)模式將從水平模腔捕獲到垂直腔中。由于模式相互作用，對(duì)于圖6（a）中的CSCR系統(tǒng)，使用黑色實(shí)線在1642nm和840nm處實(shí)現(xiàn)雙吸收窗口。在兩個(gè)窗口的中心波長處分別獲得大約-0.30ps和-0.12ps的時(shí)間延遲，因此認(rèn)為在兩個(gè)窗口內(nèi)可獲得異常分散。圖3.51基于FDTD方法的PSCR和CSCR的透射光譜圖3.52-3.57直觀的顯示出了SPP模式的傳播細(xì)節(jié)。在波長為λ=824nm和λ圖3.52波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.53波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.54波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.55波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.56波長PIA窗口中磁場的分布λ圖3.57波長PIA窗口中磁場的分布λ總之，通過使用FDTD方法，在末端耦合CSCR結(jié)構(gòu)中分析和研究了等離子體誘導(dǎo)的吸收。當(dāng)與帶通濾波PSCR結(jié)構(gòu)相比時(shí)，通過布置垂直槽腔的位置，在前發(fā)射峰處產(chǎn)生單和雙吸收窗。還證明了PIA效應(yīng)發(fā)生的中心波長僅受垂直腔長度的影響。此外，由于相同的干擾效應(yīng)，通過將端耦合CSCR系統(tǒng)改變?yōu)閭?cè)耦合CSCR系統(tǒng)來實(shí)現(xiàn)PIT效應(yīng)。4.基于末端耦合的類電磁誘導(dǎo)吸收的調(diào)控4.1矩形-半環(huán)形結(jié)構(gòu)的類電磁誘導(dǎo)吸收本節(jié)參考了文獻(xiàn)首先構(gòu)造出了在亞波長納米尺寸內(nèi)末端耦合矩形-半環(huán)形的類電磁誘導(dǎo)吸收結(jié)構(gòu)，首先，構(gòu)建在輸入和輸出帶耦合距離S的矩形MIM波導(dǎo)。入射的平面共振光將在腔體中振蕩，其中L1槽腔的長度為520nm，w=50nm，S=15nm,如圖4.1所示圖4.1PSCR結(jié)構(gòu)方案圖在PSCR結(jié)構(gòu)的基礎(chǔ)上放置一個(gè)外環(huán)半徑為200nm，厚度w=50nm的半環(huán)形空氣波導(dǎo)，設(shè)置半環(huán)腔和矩形腔的耦合距離為g圖4.2CSCR結(jié)構(gòu)方案圖當(dāng)g=15nm時(shí)，使用FDTD對(duì)此波導(dǎo)結(jié)構(gòu)進(jìn)行仿真，得到圖4.3的透射光譜圖4.3基于FDTD的透射光譜，綠色代表PSCR結(jié)構(gòu)，藍(lán)色代表CSCR結(jié)構(gòu)顯然，由透射光譜對(duì)比圖可以知道該金屬-介質(zhì)-金屬波導(dǎo)結(jié)構(gòu)成功實(shí)現(xiàn)了PIA效應(yīng)。因?yàn)樵?47nm處的透射峰值被禁帶所代替，同一時(shí)間周圍出現(xiàn)兩個(gè)具有高透射率的新透射峰。PIA窗口的波長分別為802nm和907nm。從波長分別為802nm、847nm、907nm的磁場能量分布圖可以看到，在802nm和907nm處磁場能量都能夠正常通過MIM波導(dǎo)。在847nm處，磁場能量都被半環(huán)形結(jié)構(gòu)所吸收了，無法正常透過MIM波導(dǎo)。由此認(rèn)為在CSCR系統(tǒng)中已經(jīng)實(shí)現(xiàn)了PIA效應(yīng)。圖4.4波長PIA窗口中磁場的分布λ圖4.5波長PIA窗口中磁場的分布λ圖4.6波長PIA窗口中磁場的分布λ4.2環(huán)形-半環(huán)形結(jié)構(gòu)的類電磁誘導(dǎo)吸收通過大量的文獻(xiàn)閱讀和研究之后，筆者又構(gòu)思出一個(gè)亞波長納米尺寸的圓環(huán)-半圓環(huán)末端耦合新型結(jié)構(gòu)。建立一個(gè)圓環(huán)形末端耦合波導(dǎo)模型，其中圓環(huán)外環(huán)半徑R=200nm，圓環(huán)厚度w=50nm，輸入和輸出帶耦合距離S=15nm不變，如圖4.7所示圖4.7PSCR結(jié)構(gòu)方案圖為了獲得相同的共振波長，在環(huán)形腔上增加了一個(gè)半環(huán)形波導(dǎo)，圓環(huán)波導(dǎo)和半圓環(huán)波導(dǎo)之間的耦合距離g設(shè)為10nm,以獲得較為完美的PIT窗口。如下圖4.8所示，半環(huán)形腔的外半徑為180nm,其他參數(shù)不變。圖4.8PSCR結(jié)構(gòu)方案圖仿真圖4.7和圖4.8兩個(gè)結(jié)構(gòu)，獲得PSCS和CSCR的透射光對(duì)比圖，如下圖4.9，在700nm-850nm波段出現(xiàn)了一個(gè)好看的PIT窗口，在波長為768nm處的光被半環(huán)形腔吸收，無法順利通過MIM到達(dá)接收器的位置，在光譜圖中呈現(xiàn)出一個(gè)禁帶波谷。而且在波長為746.3nm和817.8nm處出現(xiàn)兩個(gè)新的波峰，吸收系數(shù)高達(dá)0.54。圖4.9透射光譜對(duì)比圖藍(lán)色代表PSCS透射光譜，綠色代表CSCR透射光譜為了更直觀的展示能量的傳輸情況，下圖分別列出了波長在746nm、768nm和817.8nm的磁場分布圖。如圖4.10-4.12圖4.10波長PIA窗口中磁場的分布λ圖4.11波長PIA窗口中磁場的分布λ圖4.12波長PIA窗口中磁場的分布λ由圖可得，在此末端耦合的環(huán)形-半環(huán)形結(jié)構(gòu)中，可以實(shí)現(xiàn)類電磁誘導(dǎo)吸收效應(yīng)。

結(jié)論綜上所述，本文介紹了表面等離子體激元的發(fā)展歷史和表面等離子激元的實(shí)質(zhì)和應(yīng)用前景，還詳細(xì)介紹了SPP的色散特性，從不同的原子能級(jí)結(jié)構(gòu)上分析表面等離子體的激發(fā)方式。使用時(shí)域有限差分法FDTD對(duì)正文所提到的每一個(gè)波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的透射情況進(jìn)行模擬計(jì)算，并模擬出PIA窗口中的共振波長的磁場能量分布圖，本文從數(shù)字上和理論上進(jìn)行了研究的結(jié)構(gòu)有：一個(gè)由直通道側(cè)邊耦合矩形腔和凹槽組成的多腔波導(dǎo)結(jié)構(gòu)；一個(gè)末端耦合的同心雙環(huán)波導(dǎo)結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)的結(jié)構(gòu)中；還有一個(gè)能夠?qū)崿F(xiàn)雙PIA窗口的端耦合金屬-絕緣體-金屬諧振器中的等離子體誘導(dǎo)。金屬光波導(dǎo)結(jié)構(gòu)中亮模的直接激發(fā)與暗模的激發(fā)產(chǎn)生的干涉效應(yīng)能夠?qū)崿F(xiàn)電磁誘導(dǎo)透明和電磁誘導(dǎo)吸收。在本文中，我們通過閱讀文獻(xiàn)學(xué)習(xí)仿真了幾種光譜、并總結(jié)經(jīng)驗(yàn)自主設(shè)計(jì)提出了兩個(gè)新的亞波長金屬光波導(dǎo)末端耦合結(jié)構(gòu)，基于納米級(jí)的類電磁誘導(dǎo)吸收新模型。通過合理設(shè)計(jì)誘導(dǎo)腔體結(jié)構(gòu)的幾何參數(shù)，出現(xiàn)PIA窗口。在具有末端耦合和側(cè)耦合結(jié)構(gòu)的結(jié)構(gòu)中，分別實(shí)現(xiàn)了具有快光特性和具有慢光特性的PIT現(xiàn)象的新型PIA效果。本文還介紹了亞波長金屬等離子體結(jié)構(gòu)在納米量級(jí)中可能具有潛在的應(yīng)用，比如納米級(jí)光學(xué)開關(guān)，納米傳感器和高度集成光學(xué)電路中的慢光設(shè)備等。研究結(jié)構(gòu)將開辟一個(gè)新的機(jī)會(huì)，發(fā)展緩慢和快速技術(shù)并在高度發(fā)揮重要作用用于光學(xué)開關(guān)和存儲(chǔ)的納米集成器件。

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