非厄米/拓扑光子晶格中光波调控研究
发布时间：2021-03-23 16:47
在光子学领域,光波调控主要是指通过电光、声光、磁光等效应调节控制光场的偏振、频率、空间分布以及色散变化。随着微纳技术的发展,利用微纳光子器件调控光波已成为可能,相关研究在全光互联、光通信、量子计算和量子通信等领域有极为重要的研究价值和实用意义。本论文分别以开放光子晶格和拓扑光子晶格为调控平台,结合量子力学、拓扑物理学与固体物理学理论,系统研究了非厄米作用及拓扑性质对光波的空间分布和色散的调控机理,旨在探索实现光波调控的新理论,形成新的方法。具体研究内容如下:第一章介绍了非厄米光子学和拓扑光子学的基本概念,描述了光波在两类体系中相应的典型现象。第二章以三层光子晶格为平台,研究了采用宇称-时间（parity-time）微扰法构建非厄米光子晶格的规律,解析求解了主波导体系的有效哈密顿量,计算了体系的色散关系,探索了体系的模式分布规律,重点分析了该体系对光波的传输行为调控机制,发现了非对称局域现象。研究结果为全光开关的设计提供了一种新的思路。第三章首先理论研究了通过结构设计调控光子晶格厄米性的规律,进而基于量子力学与固体物理学理论构建了该体系动力学方程,解析求解了体系的色散关系和光脉冲群速度分...
【文章来源】：西北大学陕西省 211工程院校
【文章页数】：61 页
【学位级别】：硕士
【部分图文】：
PT对称体系中的折射率分布图
西北大学硕士学位论文根据哈密顿量(1.14)可以得到PT对称系统的本征值和本征函数为=12[±√(+2)(+2+)](1.15)|=±√(+2)(+2+)+2,1(1.16)只有当==时，系统满足PT对称条件，本征能量谱(1.15)可以为实数。此时，本征值与本征函数的具体形式为=±√22(1.17)|=[±√22,1](1.18)图1.2(a)和(b)展示了本征值(1.17)的实部和虚部与增益(损耗)和耦合系数(/)之间的关系。可以看出，当/<1时，本征值为实数；当/>1时，本征值的实部出现简并，虚部开始出现。我们将/=1这一特殊位置称为奇异点(exceptionalpoint,简称EP点)[10,11]。在EP点之内(/<1)，非厄米系统也可以存在实数能量谱，并且满足能量守恒；在EP之外(/>1)，本征值退化为复数，此时该非厄米系统将不再满足能量守恒，这种情况被称为PT对称破缺(PT-broken)。图1.2(c)展示了光波在PT对称系统以及PT对称破缺系统中的传输规律。当PT对称未破缺时，光波在两个波导之间耦合传输，能量分布与拉比振荡类似；若PT对称出现破缺，两个波导之间的能量耦合被破坏，无论光波从哪个波导入射，能量都会被局域在增益波导之中。图1.2(a)和(b)分别为本征值实部和虚部随/的变化情况[12]。(c)光波在PT对称以及PT对称破缺系统中的传输图[9]。4
第一章绪论1.2非厄米光子学的典型现象非厄米PT对称在光学系统中的实现，使得很多新颖的光学现象成为可能。本小节将简单介绍几种在PT对称系统中出现的典型光学现象。1.2.1非对称传输光学非对称传输指的是前向光波与反向光波有着不同的动力学过程，它在光学计算、光信号处理方面有着重要应用，其中最典型的非对称器件就是光学二极管：能量只能沿着一个方向单向传输，而反方向入射光波会被介质反射或是吸收。研究表明，可以通过许多方法来实现光波的非对称传输,例如通过波导阵列几何结构设计[13]，非线性效应[14,15]等。PT对称在光子体系中的实现大大丰富了实现非对称传输的手段与方法。正如上文所说的，PT对称中一个重要的概念便是EP点，在EP点附近还可以实现宽频率范围内的一种特殊非对称传输现象：单向隐身(unidirectionalinvisibility)。在如图1.3(b)所示的PT对称布拉格周期结构中，当系统处于EP点时一端的反射光波会被减弱，而从反方向入射则会得到较强的反射光[图1.3(d1)，(d2)]，这是由于反射光多次相干叠加而导致。此外，这种单向隐身现象即使在克尔非线性效应下也具有很强的鲁棒性，并且可以有效地抑制光学双稳态现象[16]。图1.3典型的非对称传输现象，(a)用于实现非对称传输的非线性光子晶格示意图[14]，(b)PT对称布拉格周期性结构[16]，(c)光波在非线性光子晶格中的非对称传输现象，(d)利用光纤环实现的单向隐身现象[17]。5
本文编号：3096103
【文章来源】：西北大学陕西省 211工程院校
【文章页数】：61 页
【学位级别】：硕士
【部分图文】：
PT对称体系中的折射率分布图
西北大学硕士学位论文根据哈密顿量(1.14)可以得到PT对称系统的本征值和本征函数为=12[±√(+2)(+2+)](1.15)|=±√(+2)(+2+)+2,1(1.16)只有当==时，系统满足PT对称条件，本征能量谱(1.15)可以为实数。此时，本征值与本征函数的具体形式为=±√22(1.17)|=[±√22,1](1.18)图1.2(a)和(b)展示了本征值(1.17)的实部和虚部与增益(损耗)和耦合系数(/)之间的关系。可以看出，当/<1时，本征值为实数；当/>1时，本征值的实部出现简并，虚部开始出现。我们将/=1这一特殊位置称为奇异点(exceptionalpoint,简称EP点)[10,11]。在EP点之内(/<1)，非厄米系统也可以存在实数能量谱，并且满足能量守恒；在EP之外(/>1)，本征值退化为复数，此时该非厄米系统将不再满足能量守恒，这种情况被称为PT对称破缺(PT-broken)。图1.2(c)展示了光波在PT对称系统以及PT对称破缺系统中的传输规律。当PT对称未破缺时，光波在两个波导之间耦合传输，能量分布与拉比振荡类似；若PT对称出现破缺，两个波导之间的能量耦合被破坏，无论光波从哪个波导入射，能量都会被局域在增益波导之中。图1.2(a)和(b)分别为本征值实部和虚部随/的变化情况[12]。(c)光波在PT对称以及PT对称破缺系统中的传输图[9]。4
第一章绪论1.2非厄米光子学的典型现象非厄米PT对称在光学系统中的实现，使得很多新颖的光学现象成为可能。本小节将简单介绍几种在PT对称系统中出现的典型光学现象。1.2.1非对称传输光学非对称传输指的是前向光波与反向光波有着不同的动力学过程，它在光学计算、光信号处理方面有着重要应用，其中最典型的非对称器件就是光学二极管：能量只能沿着一个方向单向传输，而反方向入射光波会被介质反射或是吸收。研究表明，可以通过许多方法来实现光波的非对称传输,例如通过波导阵列几何结构设计[13]，非线性效应[14,15]等。PT对称在光子体系中的实现大大丰富了实现非对称传输的手段与方法。正如上文所说的，PT对称中一个重要的概念便是EP点，在EP点附近还可以实现宽频率范围内的一种特殊非对称传输现象：单向隐身(unidirectionalinvisibility)。在如图1.3(b)所示的PT对称布拉格周期结构中，当系统处于EP点时一端的反射光波会被减弱，而从反方向入射则会得到较强的反射光[图1.3(d1)，(d2)]，这是由于反射光多次相干叠加而导致。此外，这种单向隐身现象即使在克尔非线性效应下也具有很强的鲁棒性，并且可以有效地抑制光学双稳态现象[16]。图1.3典型的非对称传输现象，(a)用于实现非对称传输的非线性光子晶格示意图[14]，(b)PT对称布拉格周期性结构[16]，(c)光波在非线性光子晶格中的非对称传输现象，(d)利用光纤环实现的单向隐身现象[17]。5
本文编号：3096103
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