光子晶体研究进展(zz)

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光子晶体研究进展

资剑

复旦大学表面物理国家重点实验室，上海 200433

Jzi@fudan.edu.cn

摘要

光子晶体是八十年代末提出的新概念和新材料，迄今取得异常迅猛的发展，是一门正在蓬

勃发展的有前途的新学科。光子晶体不仅具有理论价值，更具有非常广阔的应用前景，这

个领域已经成为国际学术界的研究热点。本文回顾光子晶体的发展历史，介绍光子晶体的

特性、制作方法、理论研究以及应用前景。

关键词：光子晶体，光子能带，光子带隙，光子局域态，自发辐射，Maxwell方程组


我们所处的时代从某种意义上来说是半导体时代。半导体的出现带来了从日常生活到高科

技革命性的影响。大规模集成电路、计算机、信息高速公路等等这些甚至连小学生都耳熟

能详的东西是由半导体带来的。几乎所有的半导体器件都是围绕如何利用和控制电子的运

动，电子在其中起到决定作用。半导体器件到如今可以说到了登峰造极的地步。集成的极

限在可以看到的将来出现。这是由电子的特性所决定的。而光子有着电子所没有的优势：

速度快，没有相互作用。因此，下一代器件扮演主角的将是光子。

光子晶体是1987年才提出的新概念和新材料 [1,2]。这种材料有一个显著的特点是它可以

如人所愿地控制光子的运动 [3-5]。由于其独特的特性，光子晶体可以制作全新原理或以

前所不能制作的高性能光学器件，在光通讯上也有重要的用途，如用光子晶体器件来替代

传统的电子器件，信息通讯的速度快得无法想象。

　

　  
光子晶体简介  
众所周知，电子在周期势场中传播时，由于电子波会受到周期势场的布拉格散射，会形成

能带结构，带与带之间可能存在带隙。电子波的能量如果落在带隙中，传播是禁止的。其

实，不管任何波，只要受到周期性调制，都有能带结构，也都有可能出现带隙。能量落在

带隙中的波是不能传播的。电磁波或者光波也不会例外。不过人们真正清楚其物理含义已

经是八十年代末了。
1987年Yabnolovitch [1]在讨论如何抑制自发辐射时提出了光子晶体这一新概念。几乎同

时，John [2]在讨论光子局域时也独立提出。如果将不同介电常数的介电材料构成周期结

构，电磁波在其中传播时由于布拉格散射，电磁波会受到调制而形成能带结构，这种能带

结构叫做光子能带 (photonic band)。光子能带之间可能出现带隙，即光子带隙 (photon

ic bandgap, 简称PBG)。具有光子带隙的周期性介电结构就是光子晶体 (photonic cryst

als)，或叫做光子带隙材料 (photonic bandgap materials)，也有人把它叫做电磁晶体  

(electromagnetic crystals)。图1给出光子晶体的结构及光子能带结构。

固体物理中的许多概念都可用在光子晶体上，如倒格子、布里渊区、色散关系、Bloch函数

、Van Hove奇点等。由于周期性，对光子也可以定义有效质量。不过需要指出的是光子晶

体与常规的晶体（从某种意义上来说可以叫做电子晶体）有相同的地方，也有本质的不同

，如光子服从的是Maxwell方程，电子服从的是薛定谔方程；光子波是矢量波，而电子波是

标量波；电子是自旋为1/2的费米子，光子是自旋为1的玻色子；电子之间有很强的相互作

用，而光子之间没有。

光子晶体的基本特征是具有光子带隙，频率落在带隙中的电磁波是禁止传播的，因为带隙

中没有任何态存在。光子带隙的存在带来许多新物理和新应用 [3-5]。

自发辐射是爱因斯坦在1905年提出的，对许多物理过程和实际应用有重要的影响，如自发

辐射是半导体激光器的阈电流的主要原因，只有超过阈电流才能发出激光。八十年代以前

，人们一直认为自发辐射是一个随机的自然现象，是不能控制的。Purcell在1946年提出自

发辐射可以人为改变 [6]，但没有受到任何重视。直到光子晶体的出现才改变了这种观点

[1]。自发辐射几率由费米黄金定则给出



其中，|V|称为零点Rabi矩阵元，????是光场的态密度。如果电磁波的态密度为零，则自发

辐射的几率为零，即没有自发辐射。光子带隙中的态密度为零，因此，频率落在光子带隙

中的电磁波的自发辐射被完全抑制。如果引入缺陷，在光子带隙中可能出现态密度很高的

缺陷态，因此可以增强自发辐射。有文献称将自发辐射可以控制的这种现象叫Purcell效应

。

如果引入缺陷或无序，对电子来说将有电子局域态或安德森局域。如果在光子晶体中引入

介电缺陷或介电无序，光子也一样，也会出现局域现象 [2,7-9]。在光子晶体中实现光子

局域比在电子体系里更理想，因为这里没有电子体系里存在的多体相互作用。1991年实验

上观察到二维光子晶体中的光子局域 [10]。最近，在半导体粉末中直接得到光子局域的证

据 [11]。

我们知道即使在真空中也存在零点涨落，但在光子带隙中却没有。这将带来这样一种结果

：将原子或分子放入光子晶体中，如果从激发态到基态辐射的光子频率正好落在光子带隙

里，受激的原子或分子将被“锁”在激发态，不能激发到基态。因为此时没有任何光子态

与之耦合而辐射。这将带来新的物理现象 [12-15]，如原子将和自身辐射的局域光场发身

强烈的耦合，出现奇异的Lamb位移 [12]。

光子晶体的制作  
　

自然界有光子晶体的例子，如蛋白石和蝴蝶翅膀等。电子显微镜揭示它们由一些周期性微

结构组成，由于在不同的方向不同频率的光被散射和透射不一样，呈现出美丽的色彩，但

它们没有三维的光子带隙。光子带隙的出现与光子晶体结构、介质的连通性、介电常数反

差和填充比有关，条件是比较苛刻的。一般说，介电常数反差越大（一般要求大于2），得

到光子带隙可能性越大。制作具有完全光子带隙的光子晶体无疑是一项巨大的挑战。

最初提出的结构是面心立方结构 [1,2]。从实空间看即用何种介电材料来填充Wigner-Sei

tz原胞。选用怎样的面心立方结构和填充比才有光子带隙，这并非一件易事。Bellcore的

研究人员用了两年多的时间尝试了各种各样的面心立方结构，才发现一种面心立方结构有

光子带隙 [16]。这是一种背景为介电材料，相互重叠的空气孔在其中排列成面心立方结构

的点阵结构。空气孔占86%的体积。这种制作方法类似炒菜，用介电材料构成周期结构，然

后测量电磁波的透射率，看是否存在光子带隙。这种方式非常费时费力，而且也不太成功

。

受实验的鼓舞，理论工作者开始关心光子能带计算。最初采用的是标量波的方法，即认为

两种偏振可以分开处理 [17,18]。理论和实验结果有较大差异，人们马上意识到这种差异

来源于忽略了电磁波是矢量波，因此在光子能带的计算中必须考虑光波的矢量性。不久便

出现了考虑矢量性的光子能带计算 [19-21]。 当重新计算填充率为86%的重叠空气孔面心

立方结构时，发现这种结构没有完全的光子带隙 [19-21]。这是由于面心立方结构的光子

晶体由于对称性，在高对称点处出现能带简并。从态密度上看实验上观测到的带隙只是一

个赝带隙。

与电子能带计算不同，光子之间没有相互作用，解Maxwell方程得到的光子能带几乎是完全

准确的。因此，可以先从理论上判断是否存在光子带隙，然后再实验制作，消除了许多盲

目性。Ames的研究人员第一次从理论上证实了具有金刚石结构的光子晶体有很大的光子带

隙 [21]。于是人们开始从实验上寻找具有金刚石结构的光子晶体。Yablonovitch等很快制

作出第一个具有全方位光子带隙的结构，如图2所示 [22]。这种光子晶体的制作过程如下

：在一片介电材料上镀上具有三角空洞阵列的掩膜，在每一空洞处向下钻三个孔，钻孔相

互之间呈120度，与介电片的垂线呈35.26度。这样的结构具有金刚石结构的对称性，光子

带隙从10GHz到13 GHz，位于微波区域。在微波区域这种结构可以用微机械钻孔的方法得到

。在光学波段可以用离子刻蚀的办法，不过非常困难。

为寻找一种制作简易，同时组成单元维度低的结构，Ames的研究人员提出了一种层状结构

的光子晶体，组成元是一维介电棒，如图3所示 [23]。每层中，一维介电棒平行排列，相

互之间的距离为 a；第二层的介电棒与第一层棒夹角为90度；第三层与第一层一样排列，

但位移a/2；第四层与第二层也一样，但位移a/2；第五层与第一层重复。这样的结构具有

面心四方对称性。特别当才c/a=√2时，就是金刚石结构。其实，相临两层的夹角可以在6

0到90度之间变化，都有全方位光子带隙。这种结构实验上第一次由氧化铝棒堆积而成 [2

4]，光子带隙在微波波段（12-14 GHz）。图4给出理论计算和实验测量的光子能带的比较

。从图中可以看出，理论和实验符合得非常好。这和电子能带的情况很不一样。由于电子

之间的多体相互作用，在电子能带的计算中要作很多近似，得到的电子能带也是近似的，

如电子带隙的计算结果与实验相差很大。

人们还提出了其它的层状结构来制作三维光子晶体 [25-27]。MIT小组提出的结构可以利用

成熟的半导体技术来得到光学范围的光子晶体 [26]。制作过程如图5所示。第一步先将一

层厚度为d的Si用MBE或CVD淀积在衬底上，然后刻蚀出相互之间距离为a的平行槽，最后在

槽中填充SiO2，如 (a)所示。第二步再生长一层厚度为h的Si，如 (b)。第三步在下层Si的

正上方刻蚀出深度为d宽度为w的槽，然后再在槽中填充SiO2，如 (c)。第四步与第一步相

同，如 (d)。如此重复完成后，再在表面往下刻蚀出柱状空气孔阵列，如 (e)。空气孔的

截面可以是圆形，也可以是椭圆形。最后清除SiO2得到如图6所示的Si骨架结构，其计算的

光子能带结构也在图6中给出。

从布拉格条件可知，光子带隙处的光波波长与光子晶体的晶格常数相当，因此，要得到光

子带隙在红外或可见光的光子晶体，晶格常数应当在微米或亚微米。这对光子晶体制作来

说无疑是极大的挑战。在微波区域，可以用机械加工的办法。人们的目标之一是在红外或

可见光范围抑制自发辐射，还有一个目标是制作波长在 1.5微米的光子晶体，因为这是光

电子工业和通讯所用的波长。要制作如此小的晶格常数的光子晶体能利用的成熟方法是半

导体工艺的方法，如光刻蚀、电子束刻蚀、离子束刻蚀等。最近，Sandia实验室采用淀积

/刻蚀半导体工艺，按照Ames 实验室提出的如图3的结构，在Si衬底上成功制作出在红外波

段的多晶Si棒组成的光子晶体 [28]。从扫描电子显微镜的图象看出，这种结构具有很高的

质量，在平面方向周期结构超过1 cm×??cm，但衬底上方仅有5层。这套制作方法对工艺的

要求非常高。在1999年初的一次会议上Sandia和Ames实验室都宣称制作出光学波段的光子

晶体 [29]。

以上介绍的是用机械加工或用精细加工制作的方法。制作光学波段的光子晶体另外常用的

技术是胶体颗粒的自组织生长 [30-38]。颗粒的大小一般为微米或亚微米，悬浮在液体中

。由于颗粒带电，而整个体系呈电中性，这些悬浮颗粒之间有短程的排斥相互作用以及长

程的Van der Waals 吸引力 [31]。经过一段时间，悬浮的胶体颗粒会从无序的结构相变成

有序的面心立方结构而形成胶体晶体。这种方法非常简便，而且很经济。一般采用的胶体

颗粒是聚合物或氧化硅等，因为其它材料要得到大小均匀的颗粒很困难。早期采用的是聚

合物的胶体颗粒，折射率都比较小。自然的蛋白石或人工的蛋白石是由氧化硅胶体颗粒组

成的，颗粒的大小可以做得很均匀，大小一般为几百纳米，氧化硅颗粒的折射率也比较小

，为1.45，图7给出人工或自然的蛋白石的扫描电子显微镜的图片。遗憾的是理论计算表明

由这些材料构成的面心立方结构的胶体晶体没有光子带隙。人们在这方面尝试了很久，似

乎进展甚微。

最近胶体溶液自组织生长的进展有可能改变这种情况。研究人员注意到胶体晶体的空隙可

以填充各种无机或有机物，如果能将胶体颗粒去处而不影响晶体结构，就能得到空气孔结

构的光子晶体 [39-41]。理论发现 [42]，如果背景是高介电常数的材料的面心立方结构，

在第八和第九个光子能带之间有光子带隙，虽然第二和第三带之间仍然是赝带隙（见图8）

。实验上成功用TiO2（折射率~2.6）制成了空气球的结构 [40]。这种反蛋白石（inverse

opal）结构的空气孔中可以填充其它高介电材料，如半导体或金属量子点，也可以填充如

C60之类的富勒稀材料。

二维光子晶体也有许多用途，制作比三维的要相对容易。在微波或厘米波波段，可以用介

质棒来构成或用机械钻孔的办法；在红外和光学波段用刻蚀等方法。最早制作的二维光子

晶体是用机械或用介质棒 [43-45]。目前，二维光子晶体的带隙达到红外和光学波段 [46

-50]。图9给出用刻蚀的方法在Si衬底上制作的二维光子晶体。