晶体缺陷

晶体缺陷（精选8篇）

晶体缺陷 篇1

摘要：对太阳电池用晶硅片的缺陷表征, 目前大都采用厚1mm～3mm的片子进行测试研究, 为了与当前批量生产晶硅片相兼容, 我们使用常规生产的硅片 (厚度180μm～200um) 进行分析测试。文章主要论述了对180μm～200um厚的常规生产晶硅片的化学抛光、化学腐蚀的实验方法及采用共聚焦显微镜方法进行观察和表征晶体硅缺陷的方法及内容。

关键词：晶体硅硅片,化学抛光、腐蚀,共聚焦显微镜,缺陷

1. 前言

单晶硅的晶体结构相对多晶硅更加完美, 因此其做成的电池效率明显高于多晶硅电池, 是硅基高效太阳能电池的首选材料。然而, 晶硅在生长和生产过程中, 会引入其他杂质, 如氧、碳等;另外由于晶硅生长时热场不稳定产生热冲击、热应力等原因, 晶硅中可能存在晶体缺陷;晶体在机械加工工艺中, 硅片表面存在机械损伤层等原因, 晶硅中可能导致产生晶体缺陷。晶体缺陷通常分为点缺陷、线缺陷、面缺陷和体缺陷。这些内部杂质和晶体缺陷会严重影响太阳能电池的效率, 内部金属杂质和晶体缺陷 (位错等) 的存在会成为少数载流子的复合中心, 影响其少子寿命, 最终会导致电池性能的严重下降。晶硅硅片中的各种缺陷对太阳能电池的性能有很大的影响, 它会造成扩散界面不平整, 引起P-N结的反向漏电增大等。

晶硅片经化学抛光、腐蚀后用共聚焦显微镜显示可以揭示硅片缺陷的数量和分布情况, 找出缺陷形成、晶体生长工艺的关系, 为改进工艺, 减少缺陷、提高硅片的合格率和改善太阳能电池性能提供依据。

2. 实验

化学腐蚀液可分为两种, 一种是非择优腐蚀液, 这种腐蚀液对任何晶面都具有同样的腐蚀速度, 只要晶体硅被这种腐蚀液腐蚀, 晶体硅表面就会均匀的被逐层腐蚀, 是一种化学抛光;另一种是择优腐蚀液, 这种腐蚀液对晶体硅的不同晶面具有不同的腐蚀速度, 晶体硅被这种腐蚀液腐蚀, 部分晶面就会腐蚀的很快, 而其他的晶面可能腐蚀的很慢, 就会形成不同特征形状的缺陷坑。

2.1 实验过程

2.1.1 晶硅片的预处理

由于硅片表面需要保持清洁, 需要去处机械损伤层, 故要经过化学腐蚀抛光, 使晶体表面清洁且光亮如镜。

首先要对晶硅片进行抛光处理, 需要用到非择优腐蚀液。它们的化学反应过程为:

Si+4HNO2+6HF=H2SiF2+4NO2+4H2O

抛光腐蚀液中HF和HNO3的比例以对抛光效果能产生很大的影响, 通过不断调整两种酸的混合比例, 并加入冰乙酸 (起缓冲作用) 来控制反应时间, 以达到做好的抛光效果。最后确定的腐蚀液配比为:

HF (42%) :HNO2 (65%) =1:5

把清洗好的晶硅片浸没在上述的非择优腐蚀液中一段时间, 中途可将硅片取出, 若抛光效果不好, 可延长腐蚀时间。完成后用去离子水冲洗干净。可得到一个清洁的、光亮如镜的表面。

2.1.2 化学腐蚀显示

晶硅片经过非择优腐蚀后, 还需要采用择优腐蚀液进行腐蚀。

若采用stril腐蚀液, 其配比为:

CrO3:H2O:HF (42%) =75g:1000ml:1000ml

它们的化学反应过程为:Si+CrO3+8HF=H2SiF6+CrF2+3H2O

若采用Secco腐蚀液, 其配比为:

K2Cr2O7:H2O:HF (42%) =44g:1000ml:2000ml

若采用stril择优腐蚀液, 则把抛光好的硅晶片放入stril择优腐蚀液中, 室温下需要腐蚀5~10min;若采用Secco择优腐蚀液, 需要不时的搅拌, 则室温下需要腐蚀10~15min;腐蚀结束后用去离子水冲洗干净, 用超声波进行彻底的清洗后, 进行烘干。

2.2 观察缺陷

本实验采用的是3D共聚焦显微镜来对晶硅片缺陷进行观察和表征, 采用此仪器的主要原因是可将视野内的图像通过激光扫描成像, 可观察到腐蚀后的缺陷是凸起或凹陷。

观察晶硅片缺陷的方法:

1) 把腐蚀好的硅晶片放在载物台上, 选择合适放大倍数的物镜;

2) 缓慢转动粗调焦手轮, 观察到图像后, 再转动细调焦手轮, 调到图像清晰为止;

3) 移动载物台位置, 选择所需观察的位置并且仔细地观察各种物象的图形。根据不同的情况和要求可转动物镜转换器或调换目镜来获得不同的放大倍数;

4) 将观察到的缺陷图像保存到电脑中;

5) 用激光扫描视野中的图像, 形成3D图像, 对样片缺陷进一步分析。

3. 实验结果

3.1 采用stril腐蚀液的实验结果:

层错和划痕腐蚀后在显微镜下观察相类似, 层错的主要特点是层错线相互平行或成60°、120°角分布。划痕线只是单条的, 不规则的。如图5、图6所示:

3.2 采用Secco腐蚀液腐蚀结果

下图中多晶硅片用显微镜观察到的缺陷的微观形貌。

4、结论

通过一系列的实验, 用常规生产的晶体硅片 (厚180um~200um) 进行通常的化学抛光腐蚀完全可行, 能更好的与现化化生产相兼容。另外使用stril腐蚀液能够很好的将硅晶体中的位错表征出来, 腐蚀出的位错坑呈正四边形、三角形圆形等形状的蚀坑。由于OISF缺陷是在晶体生长过程中引入的, 只是由于其核尺寸小, 不易用常规的方法检测到, 但经高温退火后的晶硅片用stril腐蚀液腐蚀后就能很好的显现出来。

参考文献

[1]、《硅单晶抛光片的加工技术》化学工业出版社

[2]、《太阳电池材料》杨德仁编著化学工业出版社

[3]、《大学普通化学》大连理工大学出版社

[4]、《无机化学》第二版化学工业出版社

[5]、《硅材料科学与技术》阙端麟陈修治浙江大学出版社

晶体缺陷 篇2

γ-LiAlO2晶体是一种非常有前途的GaN衬底材料,本文利用化学腐蚀光学显微术和同步辐射X射线形貌术研究了LiAlO2晶体的`缺陷.结果表明,提拉法生长的γ-LiAlO2晶体中的缺陷主要为位错、包裹物和亚晶界.并发现在其(100)晶片上的腐蚀形貌两面有较大差异.

作 者：杨卫桥 干福熹 邓佩珍 徐军 李杼智 蒋成勇  作者单位：中国科学院上海光学精密机械研究所,上海,201800 刊 名：人工晶体学报  ISTIC EI PKU英文刊名：JOURNAL OF SYNTHETIC CRYSTALS 年，卷(期)：2002 31(6) 分类号：O774 关键词：γ-LiAlO2晶体   缺陷   位错   同步辐射X射线形貌术   GaN衬底  

★ 无色硫细菌的培养及其生长环境条件研究

★ 大规模生长定向排列多壁碳纳米管工艺研究

平板光子晶体缺陷模特性的研究 篇3

光子晶体因为可以制作全新或以前所不能制作的高性能器件,所以具有非常广阔的应用前景。但是,制作三维光子晶体却面临巨大的挑战,因为它们存在复杂的三维连通性和严格的排列要求。制作二维光子晶体则要求制出的晶体在第三维上足够长,而在第三维上具有有限厚度的平板光子晶体因其制作相对简单,可用传统的薄膜沉积和刻蚀的方法实现,因而引起人们的普遍关注。薄板一般是用周期性打孔的高折射率材料,生长在低折射率衬底上或悬空,在第三维靠折射率导引来约束光不向外辐射。我们称这种系统为平板“光子晶体”的原因是,同二维光子晶体一样,它们有带隙,但不是传统的那种,平板光子晶体的“带隙”是指一个频率范围内没有导模存在。它不是一个真正意义上的带隙,因为在这些频率中有辐射模存在。

本文利用时域有限差分法[1,2,3,4]对平板光子晶体带隙及缺陷模特性进行分析。首先分析平板光子晶体的能带结构,然后对其缺陷模特性进行分析。

1 平板光子晶体的能带结构

对于具有对称背景的平板光子晶体,由于具有过平板中心的水平对称面(z=0平面),导模可以根据它们关于这个对称面的反演是偶对称还是奇对称而分为偶模和奇模。这些偶对称的和奇对称的模分别与二维情况下的TE模和TM模类似(事实上,在对称面上,偶模和奇模是纯的TE模和TM模)。偶模(类TE模)包括在薄板中心的Ex、Ey和Bz的主要部分。图1所示的由孔组成的平板光子晶体只在偶模上有带隙,在奇模(类TM模,包括在薄板中心的Bx、By和Ez的主要部分)上没有带隙。介质中的空气孔组成的三角格子平板光子晶体有4个参数可以控制,分别是材料的折射率n、薄板厚度d、晶格周期a和空气孔半径r。由于该结构一般选择Si或者Ⅲ-Ⅴ半导体,我们在折射率上没有太大的选择余地,一般在3.4到3.5之间。光子晶体的性质对其余3个参数d、r和a很敏感。

如上所述, d、r和a 3个参数对于光子晶体的禁带结构影响较大,随着d/a和r/a的变化,禁带边界频率会随之变化。其中介质折射率选为n=3.4。平板厚度在决定平板光子晶体在导模里是否有带隙方面扮演着十分重要的角色。图2(a)是平板光子晶体禁带宽度随d/a的变化规律,图2(b)是平板光子晶体的介质带、空气带及禁带中心随d/a的变化规律。当d/a增大,而r/a保持不变时,禁带边界(介质带和空气带)频率下降,禁带宽度先增大后减小,当d/a=0.4时取得最大值。平板光子晶体最佳厚度的存在是很容易理解的:如果平板太厚,高阶的纵模只需花费很小的能量就能够建立,这些模式的能量稍微高于最低阶模,阻止了带隙的形成。如果平板太薄,将只能提供一个在背景介电常数上的微扰,导模仍将存在,但它们会紧靠光锥边缘并且只能很微弱地被引导,任何带隙都是很微小的。

图3表示禁带宽度、介质带、空气带随r/a的变化规律。当r/a增大,d/a保持不变时,禁带边界频率上升,禁带宽度增大。虽然r/a的增大会引起带宽的增大,可以抑制横向损失,但同时会产生较大的平面内损失。鉴于这个原因,一般取r/a为0.3左右。如果减小r/a会导致带宽的减小,所以不能使r/a变得

很小,以保持横向受限和小的模式体积。我们选取的d/a一般在0.6左右。选择该厚度的原因是:如果薄板太薄,模式在垂直方向上不会限制得很好并且会和衬底有较强的相互作用。另外,太薄的薄板制造起来很困难,且不够结实。如果d/a太大,在垂直方向上会产生多模式,这是我们不希望看到的。

2 平板光子晶体缺陷模式特性

形成光子晶体缺陷的最简单的办法是改变其中一个孔的半径或者改变它的折射率。增大其中一个孔的半径会引起受主缺陷,会使介质带上移,如图4和5(a)所示。反之,减小一个孔的半径(或者调整它的折射率使之介于1和薄板的折射率之间)会引起施主缺陷,使空气带下移[5],见图4和图5(b)。

受主缺陷的电场能量密度集中在光子晶体无缺陷部分的高折射率介质区域,而施主缺陷的电场能量密度主要集中在光子晶体相应的低折射率介质区

域。由于受主缺陷中空气区域的电场能量非常小,对于受限于孔中的原子之间的强耦合来说它并不是一个很好的选择。另外,增大孔的半径,虽然会增大禁带宽度,减小横向损失,但是孔边界的垂直散射会增大。所以找到一个最佳的孔的半径可以得到小的垂直损失,但是保持一个良好的横向限制从而使得模式体积增大的不是很多。一般主要讨论施主状态。

施主缺陷产生双极性模式,根据电场在缺陷中心的方向可以分为x和y方向的极化模式。计算出的x和y方向极化模式的参数不同,其部分原因是不完全离散化引起的结构的不对称。

图6(a)和(b)分别表示当改变中间空气柱的折射率,使之在1和3.4之间变化时,归一化模式频率和品质因子的变化规律。通过图6我们可以看到,随着缺陷空气柱折射率的增大,其归一化模式频率逐渐减小,而品质因子逐渐增大。通过不断调整各

个参数,我们可以得到的最大的品质因子为20 000。

3 结 论

用时域有限差分法分析了平板光子晶体的结构参数对其禁带特性以及缺陷模特性的影响。对于介质中的空气组成的三角格子平板光子晶体,当厚度增大而空气柱半径不变时,其禁带边界频率下降,禁带宽度先增大后减小,存在最大值。当空气柱半径增大而厚度不变时,其禁带边界频率上升,禁带宽度逐渐增大。引入缺陷后,增大受主缺陷空气孔的半径会使其介质带上移,减小施主缺陷空气孔半径会使空气带下移;随着缺陷空气柱折射率的增大,其归一化模式频率逐渐减小,而品质因子逐渐增大。

参考文献

[1]Lei X Y,Li H,Ding F,et al.Novel application of aperturbed photonic crystal:high-quality filter[J].Ap-pl.Phys.Lett.,1997,71:2 889-2 891.

[2]Painter O,Lee R K,Scherer A,et al.Two-di mension-al photonic band-gap defect mode laser[J].Science,1999,284(11):1 819-1 821.

[3]Yablonovitch E.Inhibited spontaneous emissionin sol-id-state physics and electronics[J].Phys.Rev.Lett.,1987,58(20):2 059-2 061.

[4] Yang H Y. Finite difference analysis of 2-D photonic crystals [J]. IEEE Trans. Microwave Theory Tech. , 1996, 44: 2 688-2 693.

晶体缺陷 篇4

单晶生长是物理、化学作用的综合过程, 涉及温度场、熔体对流、杂质分凝、缺陷应力等。常规条件下, 影响单晶硅质量的工艺因素主要包括:晶体和坩埚转速、晶体生长速率、炉内压力等。不改变单晶炉热场前提下, 主要通过优化上述工艺降低其头部OSF缺陷。

本文通过使用硅晶体生长模拟软件, 对晶体生长界面、应力等进行模拟计算, 并结合实际生产试验, 从理论和实际结合的角度研究并验证了降低单晶硅头部OSF缺陷的可行性。

1 模拟计算与试验部分

1.1 直拉单晶工艺的模拟计算

本文模拟计算基本条件:22寸热场, 120kg装料, 拉制8英寸N型单晶棒。模拟流程如下:

1) 将单晶炉热场CAD图纸进行面域处理;2) 将处理后的CAD图纸导入模拟软件CGsim, 并进行各模块的闭合处理;3) 对模拟图形进行专业模拟条件处理, 待软件确认可进行模拟后, 输入确定的模拟条件, 进行模拟。

1.2 实际的生产试验

晶转、埚转和提升晶体头部拉速试验基本条件如下:

对于表征数据测试, 使用如下两种方案:

1) 测量单晶硅头部体少子寿命:少子寿命越高, 单晶棒质量越高, 头部OSF缺陷越低, 其中少子寿命测试仪器为Sinton BCT-300。

2) 测量单晶硅头部缺陷密度和PL:PL测试仪器为BTImaging LIS-P1, 测试样片厚度195μm。

2 结果与讨论

2.1 计算机模拟

2.1.1 提高晶转、降低埚转后的晶体生长固液界面

单晶硅生长界面对晶体质量有重要影响, 不同的晶体生长界面反应了不同的热场温度分布。在上凸、平坦和下凹三种常见的固液生长界面中, 平坦的界面是我们希望获得的, 其有利于释放晶体内热应力, 改善晶体的径向均匀性, 可以有效地降低晶体头部的OSF缺陷。通过控制熔体的液流可以有效的控制晶体的固液生长界面, 这就意味着熔体的液流是影响晶体质量的重要因素, 而晶转和埚转是控制熔流的关键手段, 从而可以通过调整晶转和埚转来控制固液生长界面。模拟显示, 在提升晶体转速、降低坩埚转速后, 固液生长界面趋于平坦。

2.1.2 提高晶体拉速后晶体内部的热应力

为减少晶体头部OSF缺陷, 提高拉速是一种有效的手段, 但同时高拉速要求的较大纵向温度梯度会带来晶体热应力无法得到及时的释放, 造成其内部产生大量位错, 失去单晶性质。为保证提高拉速对晶体生长的位错影响降到最低, 我们对不同高拉速下的应力进行了模拟计算, 得出合理的拉速方案:头部拉速由常规的1.0mm/min提升到1.2~1.3mm/min。通过计算得出, 在提高拉速后, 晶体内部热应力仅由1.3e7Pa增加到1.5e7Pa, 远低于其热应力临界值2.5e7Pa (Von Mises Norm Stress) , 对晶体生长产生的位错影响可以忽略不计。

2.2 实际生产试验的数据验证

在上述晶转/埚转比例调整的工艺条件下, 分别拉制常规单晶硅A1和试验单晶硅A2, 对单晶硅头部进行切片、取样、PL测试、缺陷密度测试, 结果如下:

图1和图2是单晶硅头部切片后进行的PL测试结果, 可以看出, 提高晶体转速、降低坩埚转速后, 硅片在直观上有明显改进:OSF环状分布明显减少。在常规拉速和高拉速的条件下, 分别拉制常规单晶硅B1和试验单晶硅B2, 对单晶硅头部进行少子寿命测试, 结果如下:

在一定范围内提升头部拉速, 单晶硅头部体少子寿命会明显提升, 体少子寿命提升意味着缺陷的降低, 表明该拉速范围内提高晶体头部拉速对降低头部OSF缺陷密度有改善效果。

3 结论

本文研究了晶体和坩埚转速、晶体头部拉速对单晶硅头部OSF缺陷的影响, 通过晶体生长模拟软件CGsim进行数值模拟及工艺优化, 并利用实际试验验证模拟结果, 得出如下结论:

1) 在一定范围内, 提高晶体转速、降低坩埚转速可以有效的降低单晶硅头部OSF缺陷密度;2) 在一定范围内, 提升晶体头部拉速, 可有效提高单晶硅头部体少子寿命, 进而降低其头部OSF缺陷密度。

摘要：利用Cz法生长的单晶硅是半导体和光伏行业的重要基材, 但该常规工艺存在一定缺陷:单晶硅头部容易产生较多OSF缺陷, 导致头部无法使用。作者通过计算机模拟技术结合实际试验, 对常规工艺进行优化。通过对常规和试验单晶硅头部OSF缺陷检测, 得出:提升晶体转速、降低石英坩埚转速、提高晶体头部拉速可有效降低单晶硅头部OSF缺陷。

关键词：直拉单晶硅,OSF缺陷,模拟,直拉单晶工艺

参考文献

[1]储佳, 杨德仁等.直拉硅中氧化诱生层错研究进展[J].材料导报, 2001.

[2]阙端麟.硅材料科学与技术[M].浙江:浙江大学出版社, 2000.

[3]Chen HS, Jackson KA.Stability of a Melting Interface[J].Journal of CrystalGrowth, 1971.

[4]邵淑芳, 张庆礼等.提拉法晶体生长数值模拟研究进展[J].人工晶体学报, 2005.

[5]闵乃本.晶体生长的物理基础[M].上海:上海科学技术出版社, 1982.

晶体缺陷 篇5

近年来,自旋波在周期性磁复合材料中的传播受到了广泛的关注[1,2,3,4,5,6,7,8],这些研究的动机之一是为了更好的理解不均匀介质中波的局域化,对自旋波带隙或局域化的研究是由于它潜在的应用,例如微波过滤器[4]。很多文献已经报道了关于自旋波在磁振子晶体中的传播,包括一维[1,2,3]、二维[5,6]、三维[7,8],这些报道主要集中于对磁振子晶体中自旋波带结构的研究。此外,一些小组对一维层状磁振子晶体中的结构缺陷进行了讨论[1,9,10],结果显示这些层状结构中的缺陷可在带隙内产生局域态。然而,对二维、三维磁振子晶体缺陷态研究的报道很少,本小组计算了在二维磁振子晶体中引入点缺陷从而使处于禁带频率范围内的平面波被限制在缺陷处,但上述工作只是在超原胞的中心位置引入一个点缺陷[11]。该文在上述工作基础上,研究了磁振子晶体两点缺陷间的耦合特性以及相应的模场分布。与之类似的缺陷情况在光子晶体和声子晶体中已有类似的讨论[12,13]。

2 点缺陷耦合模型与计算方法

存在缺陷的二维磁振子晶体结构示意图如图1(a)所示,截面为正方形的铁磁材料A正方排列在另一铁磁基底材料中,晶格常数为a,其第一布里渊区如图1(b)所示。不考虑阻尼效应,自旋波在铁磁材料中的传播行为可用Landau-Lifshitz方程描述为[10]

undefined

其中,g是旋磁比(g>0),Heff为作用于磁化强度矢量M上的有效场。

在本文的讨论中,我们选取9×9的超原胞,引入的两个相同点缺陷所构成的耦合模型如图1(a)所示, 两点缺陷沿着(1 0)方向,该缺陷是通过移去两个方柱体来获得的。倒格矢G可写成如下形式:

undefined

对傅立叶系数α(G)计算可得

(i)G=0时,

undefined (3)

(ii)G≠0时,

undefined

Pd(G)和P(G)分别为缺陷柱体和规则柱体的结构函数。fd,f分别是缺陷柱体和规则柱体材料A在基底材料B中的体积填充率,2ld,2l则分别为缺陷柱体和规则柱体截面的边长。结构函数取决于散射体的具体形状[9,14],其中缺陷方柱子和规则方柱子的结构函数[15]分别为undefined和undefined。

本征方程为

undefined

其中

undefined

对给定的一个布里渊波矢k=(kx,ky)值,通过数值求解本征方程(5)式,便可容易求得磁振子晶体的带结构Ωn(k)。方程(5)所表示的是一组无穷的线性方程组,然而,在实际的计算中只考虑有限数目的倒格矢G。为获得较好的收敛性,本文在每个超原胞内取3249(-28≤nx,ny≤28)个倒格矢。在计算过程中,取晶格常数和外磁场分别为a=100Å和μ0H0=0.1T。

3 数值计算结果与讨论

我们以无限长的铁(Fe)(交换常数A=2.1×10-11Jm-1,自发磁化强度Ms=1.752×106Am-1)方柱子正方排列在氧化铕(EuO)(A=0.1×10-11Jm-1,Ms=1.910×106Am-1)基底中为例讨论了二维磁振子晶体的自旋波带隙。

理想点缺陷带隙结构及模场分布如图2所示。由图可知,该磁振子晶体带隙频率位于(1.15804～1.66615)(μ0ω/g)之间,带隙中出现了4条与自旋波传播方向无关的缺陷模,中间的两条缺陷模是二重简并态,最上面与最下面的两条为非简并态。

图3所示为移去两个方柱体来获得1(a)图中两相同点缺陷所构成的耦合系统的能带图。其中(a)为D=2a能带图,带隙频率位于(1.15356～1.66699)(μ0ω/g)之间,较理想点缺陷带隙宽度略大,带隙中出现了8条缺陷模,均为非简并态;(b)为D=4a能带图,带隙频率位于(1.159369～1.666712)(μ0ω/g)之间,带隙中也出现了8条均为非简并态的缺陷模。由图3可以看出,当两相同点缺陷存在时,缺陷模的频率产生分离,且分离缺陷模之间的宽度随D的增加而减小。而且我们可以明显的看到无论是完美点缺陷还是两点缺陷的耦合,在整个第一布里渊区它们的群速度undefined几乎等于0,二维磁振子晶体因缺陷处局域磁振子的耦合而产生的这些特性,这对于制造滤波器有很大的意义。

我们还计算了两点缺陷耦合态在9×9超原胞中的场分布。

图 4、5、6分别给出了完美点缺陷及D=2a、D=4a分离缺陷模在fd=0,在Γ点时的模场分布。由图可见,对于完美磁振子晶体,图中显示在存在缺陷附近的位置出现了最大值,而在超原胞的边缘,场分布几乎为零,这说明波被很好的局域在缺陷的附近。对于D=2a,局域磁振子晶体的能量也主要都集中在缺陷处,而且由于两个点缺陷的位置很近,有很明显的耦合作用,另外我们还可以明显的看出低频缺陷模的耦合效果比高频要好。而对于D=4a,由于两点缺陷距离相对较远,耦合效果较弱,局域磁振子晶体的能量几乎都被独立的限制在各缺陷附近。综上所述,缺陷模的模场分布取决于它在带隙中的位置,距离带隙边缘越远,能量就越集中;相反,距离带隙边缘越近,就会有越多的能量泄露进入晶体内部。

4 结论

晶体缺陷 篇6

光子晶体是一种人造周期性结构, 这种将不同介电常数的介质按一定规律周期性排列的结构在微米级尺寸下存在着独特的光学特性, 即光子能量禁带 (PBG) [1,2,3], 频率处在能量禁带中的光子, 不能通过该禁带, 而其它频率的光却能畅通无阻。光子晶体因其能控制光子任意运动, 应用非常广泛, 迄今为止, 已有多种光子晶体全光器件被制造出来, 如光波导[4]、滤波器[5]。而在光子晶体中引入非线性点缺陷, 它的应用更加广泛, 如全光开关[6]、全光二极管[7]、光功率分配器[8]、THz波调制器[9], 这些光学器件的出现使信息处理技术的“全光子化”成为可能, 很可能在不久的将来导致一次信息技术的产业革命。

THz波调制器作为一种光学逻辑开关器件, 它可以通过光功率或电流信号调制光路的开、关状态, 被认为是未来全光通信的核心元件。因为光子晶体控制的光波处在THz (太赫兹) 频率范围段, 所以采用光子晶体制备THz波调制器成为该领域的研究热点。文中选择一维光子晶体点缺陷复合结构, 该结构缺陷模具有较高的品质因数Q, 适合用来制备高性能的THz波调制器。随后采用时域有限差分法对光子晶体结构展开数值模拟, 进一步地分析了消光比、响应时间等重要参数。

1 THz波调制器的物理模型

THz波调制器的物理结构如图1所示, 在一块具有Kerr非线性的介质波导上等间距地钻空气孔形成光子晶体。介质波导可以选择砷化镓 (Ga As) 或铝砷镓 (Al Ga As) 等复合半导体材料, 空气孔的半径决定了光子能量禁带 (PBG) 的频率范围, 尺寸在微米级范围内可以形成THz波段的能量禁带。一般地, 所钻空气孔的粗糙程度会导致波的离散, 但运用现代的蚀刻技术可以使这种离散降到最小因此可以忽略不计。光子晶体的缺陷可以通过改变中间第五个气孔的形状形成, 将最中间的气孔选择为方形的气孔, 方形气孔的边长决定缺陷模的位置。方形气孔的两侧等间距地排列四个空气孔。所选择的平板作为一种非线性材料, 满足公式n (E) =n0+n2E2, 其中n2=0.01μm2/W为非线性系数, 复合波导的宽度为0.6μm。空气孔的半径选择为0.12μm, 空气孔的周期距离为a=0.4μm在该种结构下光子晶体存在频率范围在0.21~0.23c/a之间的能量禁带, 这里的频率取为归一化频率, 即归一化频率f’=fa/c。其中f指光波的实际频率, 频率在太赫兹范围内, c指真空中的光速。

之所以选择方形气孔作为点缺陷, 是因为与目前所报道的结构相比[6], 该结构具有更高的Q (品质因子) 值。品质因子定义为Q=f0/2γ, 其中f0表示中心频率, γ指缺陷模的半高宽。点缺陷的存在使光子能量禁带中出现极窄的缺陷态, 禁带范围内的光只能通过点缺陷传播, 光损耗损失很小。品质因子Q可表征缺陷局域光子的能力, Q值越大, 光损耗越小。

采用基于时域有限差分技术的数值模拟方法来分析THz波调制器的透射特性。图2中给出了缺陷在不同边长下的Q值分布, 取缺陷的边长分别为0.22μm、0.23μm、0.24μm、0.25μm、0.26μm, 从图中可以看出, 其对应的缺陷模Q值分别为514、647、742、712、680。可以看出缺陷边长为0.24μm时Q值最高, 因此, 作为THz波调制器的点缺陷边长取0.24μm, 该点的缺陷模中心频率为0.2154 c/a, 见图3中线性缺陷模。由以上分析可知缺陷模的Q值由调制器的缺陷尺寸决定。

2 THz波调制器的数值模拟分析

在非线性情况下, 调制器的缺陷模受到入射光功率强度的影响, 当入射光的功率强度增大时, 受到自由载流子的影响, 平板的折射率上升, 从而使得点缺陷的缺陷模向低频方向移动。数值模拟中选定频率为f1=0.2149 c/a的光波入射, 如图3中所示。

该频率处在缺陷模中心频率的右侧, 与中心频率有一定的频率失谐。当入射光的功率强度不高时, 缺陷模中心位置没有发生变化, 入射光的透射率很低, 约为0.13, 表现为“断”状态。当入射光的功率强度增大时, 缺陷模向低频移动, 入射光的透射率很高, 实现“通”的状态。这里选用消光比来定义调制器的调制性能, 用公式表示为η=10 log (I1/I0) , 式中I1指调制器“通”状态下输出光强的最大值, I0指调制器“断”状态下输出光强的最大值。由定义可知, 消光比越高, 调制器的调制性能越好。从图中可以看到, 当入射光功率强度很小时, 透射率如图3中实线所示, 入射光波f1在“断”状态下的透射率为0.13, 当入射光功率强度增大后, 可以看到缺陷模向低频方向移动, 同时缺陷模的频谱展宽, Q值减小, 峰值降低, 光波对应“通”状态下的透射率为0.55。消光比计算为6。另外图中也选定更低频率的入射光比较, 图中f2的频率选的更低, 能使“断”状态下的透射率I0更小, 值为0.08, 但与之对应的是, 在“通”状态下, 它的最大透射率I1也会降得更低, 值为0.32, 消光比降为4。这是因为缺陷模向低频移动幅度越大, 峰值降得越明显。

再来分析调制器的调制速率, 调制器的调制速率与入射光在缺陷区域的响应时间有关, 原本处于光子能量禁带中的特定频率的光在缺陷中耦合, 场能不断积累并发生谐振, 最终传播出去, 这个积累过程即响应时间。图4给出了不同缺陷边长的THz波调制器在“通”状态下的时域响应图谱。一般认为, 缺陷模局域能力越强, 缺陷处的场能越大, 那么光子的积累时间越长。也就是说Q值越大的缺陷模对应的调制速率越小, 器件的响应越慢。这里仍取点缺陷的边长分别为0.22μm、0.23μm、0.24μm、0.25μm、0.26μm的点缺陷进行比较。

从图4中可以看出, 光子晶体结构中的电场经过一段时间达到稳定状态, 透射率在稳定值基本在0.8附近, 品质因子Q值最大的点缺陷b=0.24μm, 对应的响应时间越长约为55皮秒。而品质因子Q值最小的点缺陷b=0.22μm, 具有最短的响应时间约为20皮秒。由此可以看出, 调制器的响应时间与点缺陷的品质因子Q值有关, Q值越大, 响应时间越长, 器件的调制速率越慢。因此, 在设计THz波调制器时, 不能一味地选择高品质因子Q值的点缺陷, 应同时兼顾器件对响应时间的要求。

3 总结

采用一维光子晶体复合结构构建THz波调制器。在介电材料平板上周期性地蚀刻空气孔, 同时中间位置蚀刻方形空气孔引入点缺陷。该结构具有较宽的能量禁带且存在较高Q值的缺陷模。利用基于时域有限差分技术的数值模拟软件对该结构展开分析。分析结果表明, 随着入射光功率的增加, 复合结构的缺陷模会向低频方向移动, 从而使光子的透射实现“通”“断”状态, 利用这一原理实现对THz波的调制。进一步地, 分析了该结构模型的消光比, 发现调制器的消光比与入射光的频率有关, 选择合适的频率入射可以得到最大的消光比。此外, 通过对调制器响应时间的分析得出了缺陷模的Q值越大, 响应时间越长的结论。以上分析结果为设计高消光比、高响应速率的THz波调制器提供重要参考。

摘要：采用时域有限差分技术的数值模拟方法分析光子晶体复合点缺陷结构的响应特性, 研究发现复合点缺陷缺陷模的品质因子比传统光子晶体点缺陷要高且受点缺陷尺寸的影响。分析还发现该复合结构的消光比与入射光的频率有关, 此外还发现该结构的调制速率由缺陷模的品质因子决定, 品质因子越大, 调制速率越慢。该结论为设计THz波调制器提供重要依据。

关键词：光学器件,光子晶体,时域有限差分技术,点缺陷

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晶体缺陷 篇7

前者突出了光子晶体自发辐射的抑制的性质, 后者强调了光子晶体的光子局域特性。光子晶体的两个特性, 即为光子带隙和光子局域。正是因为这种特性, 它才可以被用于光学元件制作中。

最开始研究的光子晶体的带隙是不变的, 所以使用范围也是一定的。后来有人提出了可调节带隙理论, 其中最知名的即为磁性光子晶体。这种方式是在普通的光子晶体中加入磁性媒质, 因为磁性媒质受到磁场的影响, 它的磁导率的变化, 能够一定程度上的控制带隙。其后的进一步研究发现这种材料响应快, 在某些频率下的磁光效应甚至超过相同厚度磁性材料的几十倍[3,4]。这是因为光子局域的影响。磁性媒质加入后, 可视为引入了缺陷。它破坏了原有的周期性, 致使出现了局域态。这种局域态, 极大的加强了材料的磁光效应。

Sakaguchi[5]等在研究磁光电介质材料构成的多层膜的透射特性时发现, 多缺陷的和单缺陷的系统相比, 在两种系统的法拉第旋转角一样时, 多缺陷的系统透射率更高, 只是缺陷的增加会对元件的工作性能产生坏的影响。2004年Kato等人在研究近红外区的一维磁性光子晶体中加入双层缺陷, 其所得结果的法拉第角达到46.79°, 透射率99.95%[6]。2008年R.Fujikawa等人在 (Bi:YIG) 的结构顶面分散了Au纳米粒子, 它在任何方向偏振的入射光的吸收带的光谱范围为500-750纳米。与相同厚度的 (Bi:YIG) 薄膜相比, 其法拉第转角增强了[7]。2011年H Uchida等人研究 (Bi:YIG) 与Au粒子复合膜时, 在用5nm的金膜重复形成6次时, 得到-1.2°的最大增强的旋转, 这是比单一的 (Bi:YIG) 薄膜大20倍[8]。当下磁性光子晶体用在生产高精度的磁场探测仪[9], 光开关及磁光记录元件[10,11]等方面。

本文用传输矩阵法对可见光区的双缺陷一维磁性光子晶体的磁光效应进行理论研究, 模拟计算并得出结果, 对其磁光效应参数中的透射率和法拉第旋转角进行说明。

1一维磁性光子晶体的结构

本文研究计算的一维磁性光子晶体理论系统如图1所示, 它的详细的结构为 (DA/DB) n/M/ (DB/DA) n/DB/ (DA/DB) n/M/ (DB/DA) n, 其中将DA/DB或是DB/DA看做是一个周期, n为电介质层的周期数。DA, DB表示交替排列的两种电介质层Si O2和Ta2o5;M表示的是两个相同的缺陷层Bi掺杂钇铁石榴石 (Bi:YIG) , 其厚度分别用dA、dB、dM.表示。D (=4n×dA+ (4n+1) ×dB+2×dM) 表示该系统的总厚度。

光子晶体研究方法上主要以下几种:传输矩阵法, 平面波展开法, 时域有限差分方程法等。上述的方法各有好坏, 本文所用的是第一种方法。

设定电磁波垂直系统表面入射, 沿Z轴传播, 原偏振方向为X轴方向, 通过双缺陷系统后偏振方向出现偏转, 其偏转的角度为θF, 如图2所示。其磁光效应能够通过转移矩阵法得出。

2数值计算

在数值计算过程中, 假设这种系统中由电介质层Si O2、Ta2o5和缺陷层Bi掺杂钇铁石榴石 (Bi:YIG) 结构交替排列组成。电介质层Si O2层作为A层, 电介质层Ta2o5作为B层。本文中所用的可见光波长为λ=640nm。当处于该区域时, 电介质Si O2和Ta2o5的相对介电常数分别是2和4.6;Bi掺杂钇铁石榴石 (Bi:YIG) 层的相对介电常数分别是ξ1=5.58和ξ2=-0.00198, 因为忽略了阻尼参数τ的影响, 所以ξ2=0。

再分别设置每个电介质层和缺陷层的光学厚度, 以便使介质的光路长度等于λ/4;Bi掺杂钇铁石榴石 (Bi:YIG) 缺陷层等于λ/2, 忽略的光吸收的影响。缺陷层的厚度是135.467cm, 电介质层Si O2层和Ta2o5层厚度等于113.137cm和74.600cm。当n=7时, 系统的总厚度D=5602.170nm;当n=8时, 系统的总厚度D=6353.118nm;当n=9时, 系统的总厚度D=7104.066nm。

对于双缺陷一维磁性光子晶体系统结构, 当n=7时, 其法拉第旋转角和透射率变化曲线如图3所示, 它有两个明显的透射率尖峰出现, 分别在在波长为639.944nm和640.056nm处。其法拉第旋转角θF分别为-27.12°和-27.10°, 透射率T都为94.61%。

当n=8时, 其法拉第旋转角和透射率变化曲线如图4所示, 明显的透射率尖峰出现在波长为640nm处, 其法拉第旋转角θF能达到-46.79°, 透射率T可达99.95%。

当n=9时, 其法拉第旋转角和透射率变化曲线如图5所示, 有四个明显的透射率尖峰出现, 分别在在波长为639.942nm、639.977nm、640.023nm和640.058nm处。其法拉第旋转角θF为-118.74°。相应的透射率T为50.37%、52.32%、52.32%和50.37%。

比较这三幅图克知, 当n=8时透射率尖峰在波长为640nm处时透射率最高且只有一个尖峰, 所得结果最为理想。从图6可以看出, 它的每个光的左、右圆极化光的透射率尖峰分为两个峰, 总的透射率尖峰由左、右圆极化光的两个透射率尖峰相干叠加而成。

本文研究的处于可见光区的一维磁性光子晶体的磁光效应当n=8时所得的性能参数与2004年Kato等人[9]研究的近红外区的一维磁性光子晶体实验中加入双层缺陷情况下所得的性能参数相同, 两者都是忽略了阻尼参数τ的影响。

3 总结

统透过率由两个圆偏振光相干而成本文用传输矩阵方法对双缺陷一维磁性光子晶体的磁光效应进行了研究。对系统由电介质层Si O2、Ta2o5和缺陷层Bi掺杂钇铁石榴石 (Bi:YIG) 构造的双缺陷一维磁性光子晶体 (DA/DB) n/M/ (DB/DA) n/DB/ (DA/DB) n/M/ (DB/DA) n排列方式系统进行了详细的说明。计算了在波长为640nm处, n=8时的磁光效应。经计算发现, 在可见光波长为λ=640nm处, 同时得到了较理想的法拉第旋转角θF和极高的透射率T, 分别为46.79°和99.95%。因为忽略了阻尼参数τ的影响, 所以透射率近似理想中的100%。

磁性光子晶体表现出的优良性能以及其磁可调性, 将来一定会有更多的应用。因同样参数的光子晶体元件, 使用磁性光子晶体制作的相较与普通的光子晶体制作的体积更小。优异的性能, 更小的体积, 其必定的将来光学元件基础材料的主流。比如光学元件种类中的磁光隔离器, 它在满足高透射率的同时法拉第旋转角越大越好。从本文计算得到的性能参数来看, 它理论上可以让加工的磁光隔离器中更加小型化。

摘要：本文研究的双缺陷一维磁性光子晶体系统由电介质层和缺陷层组成。经计算得出, 当n=8 (n为电介质层的周期数) 时, 结果 最为理想。其法拉第旋转角θF能达到-46.79°, 透射率T可达99.95%。满足磁光隔离器的制作要求, 同时高效的磁性旋光材料能让元件的尺寸进一步缩小。

关键词：磁性光子晶体,双缺陷,磁光效应

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晶体缺陷 篇8

慢光是实现光缓存的一项关键的技术,国内外学界对该领域的研究很多。实现慢光的方法很多,其中主要包括电磁诱导透明(EIT),相干布局(CPO),受激拉曼散射(SRS)、受激布里渊散射(SBS)等[1,2]。其中电磁诱导透明技术对实验环境要求很高,只有在超低温/压下才能实现;相干布局技术只能工作在特定频率内,且该频率不在通信频率范围内,并且所形成的带宽也很窄;受激拉曼散射和受激布里渊散射实现慢光成本高昂且不易小型化。

光子晶体以其特有的带隙和慢光性能使得光缓存技术成为可能,而且光子晶体波导具有大带宽、体积小、波导结构设计多样化等特性,且便于与其他光器件集成,可用于慢光特性的人为调控。因此,光子晶体慢光波导具有广阔的应用前景。在光子晶体慢光波导的研究中多采用线缺陷波导(PCW)来研究慢光和光子晶体耦合微腔波导(PC-CCW),以实现较低的群速度[3,4,5]。近期对于常规PC-CCW的研究,主要集中在光子晶体的结构参数对慢光的影响,例如改变填充因子或者微腔距离;虽然这些研究成果也取得了良好的慢光效果,慢光群速度的数量级可以达到10-3c(c为真空中的光速),但是在降低群速度的同时,带宽牺牲很大,低于0.000 25,甚至仅有10-5数量级[6,7,8];因此研究慢光效应下带宽的增加具有很重要的意义。文章通过改变光子晶体耦合腔间介质柱的位置,探索在实现慢光的前提下,增加带宽。

1 物理模型及数学方法

1.1 物理模型

将两个半径不同的二维方形晶格A与B(RA≠RB)相互嵌套在一起,保证晶格A与晶格B的原胞几何中心分别包含晶格B与晶格A的一个介质柱,得到完美形二维嵌套光子晶体晶格结构[4]。在该结构中心处构造一个点缺陷,构成点缺陷二维嵌套光子晶体耦合腔结构如图1所示。在点缺陷二维嵌套PC-CCW基础上,对原缺陷腔附近的四个介质柱进行调整,选取点缺陷左右两个介质柱C,对应半径RC=0.09 a(a为晶格常数,a=1μm),上下两个介质柱半径保持不变。模型中介质柱采用介电常数εb=1的空气材料,背景介质底为介电常数为εc=27的NdSCO3材料,其中晶格A中介质柱半径RA设为0.35 a,晶格B中介质柱半径RB为0.12 a。在介质柱内填充0.25%浓度的磁性纳米颗粒型磁流体(MnFe2O4),其载体为水,折射率在环境温度下(T=24.3℃)为1.349 6。通过改变点缺陷垂直方向上两个介质柱与点缺陷间的距离,如图1(d)蓝色虚线框所示,从而改变点缺陷波导的引导模式,以此达到改变慢光特性的目的。

1.2 数学方法

光子晶体耦合腔波导中的色散关系运用平面波展开法(PWE)中的超胞算法[9]来计算。通过超胞算法得到了光子晶体导模的色散曲线后计算色散曲线的斜率,即为群速度,其具体表达式为:

其中,ω和k分别为归一化频率和波矢量。

对于慢光器件,慢光的特性也可以由群折射率来表示。群折射率定义为真空光速c与群速度之比:

同时,对于耦合腔波导,一般希望慢光的带宽越大越好,但是大的带宽一般伴随延迟的减小,即在增大带宽的同时慢光程度就会减小,仅仅单一的考虑带宽和群折射显然是不够的。因此,为了彻底描述清楚器件的慢光性能,研究将利用归一化延迟带宽积(normalized delay-bandwidth product,NDBP)进行描述。首先给出平均折射率的计算公式:

归一化延迟带宽积公式为:

其中Δω是以ω0为中心频率的慢光带宽。延迟带宽积是描述慢光器件自身对光的最大存储/延迟能力的一个很好的指标。

除了NDBP外,群速度色散(GVD:group velocity dispersion)的影响同样需要关注。因为它是衡量慢光器件优劣的重要参考量,如果设计的不当会导致传播信号的失真。GVD的参数β2是由色散关系函数的二阶导数得到的:

慢光通常伴随着很大的β2的值,但是大的GVD则意味着导模带宽的缩小。

文章将采用紧束缚法[10]来分析光子晶体耦合腔波导中的慢光特性。由于耦合腔的周期性结构,波矢量可以折叠在[0,π/L]区间,因此,色散关系可以描述为:

定义耦合系数κ为:

把式(8)代入式(1)中,由于sin(KL)的取值范围为-1~1,因此群速度可以写为:

由式(10)可以看出,群速度的大小是由微腔间距L和耦合系数κ共同决定的。通过分析式(9)和式(10),可以得知如果要获得较慢的群速度,可以采用降低耦合系数κ、缩短腔间距L或者降低传输的频率三种途径。

2 仿真结果与分析

设定RA=0.35 a,RB=0.12 a,RC=0.09 a。如图2所示,选定蓝虚线框中的两个介质柱,红色带箭头实线为这两个介质柱的移动方向,定义移动的距离为Δd,每次位移量为0.1 a,Δd的变化范围0~0.6 a。最终仿真结果如图3所示。

图3红色实线为介质柱向点缺陷处移动时的NDBP,都在0.340以上,优于文献[4],[7],[11];特别当Δd=0.4 a时,NDBP达到了0.404,比介质柱位移其他距离时的NDBP值提高了0.05左右;蓝色虚线表示介质柱位移时的最大群速度,由图可知,除介质柱移动0.5 a和0.6 a外,其他情况下群速度均保持在10-3数量级上。下面具体分析:

图4(a)、(b)、(c)分别是导模曲线、群速度色散和群速度的示意图。由图4(a)可以发现,除Δd=0.6 a外,随着介质柱向点缺陷移动,相应的导模向高频移动;相比较其他几种情况,当Δd=0.5 a,Δd=0.6 a时,导模曲线变得比较陡峭,结合式(1):,这意味着此时导模群速度很大。当Δd=0.6 a时,群速度变为2.529×10-2c,仅能达到光速的10-2数量级,但此时的带宽高达0.001 50;同样,当Δd=0.5 a时,群速度为1.68×10-2c,带宽为0.001 02,两种情况下的NDBP分别为0.369,0.373。由此可见,尽管这两种情况下带宽很大,但其群速度只能达到10-2c,这也正是光子晶体慢光研究中不可避免的矛盾———群速度和带宽间的矛盾:群速度越大,延迟减小,带宽就越大,反之,当达到很低的群速度时,带宽也就会相应的变得很小。

通过表1可以发现,介质柱向点缺陷处移动0.2 a和0.3 a时,可以获得0.000 40和0.000 51的带宽,此时的群速度分别为6.93×10-3c和6.94×10-3c,导模曲线较为平坦,分别为0.237 27(ωa/2πc)~0.237 67(ωa/2πc)和0.237 72(ωa/2πc)~0.238 23(ωa/2πc);可以保证在10-3c慢光条件下,得到很宽的带宽。比较这两种情况可以发现,当Δd=0.3 a时,可以达到和Δd=0.2 a时几乎一样的群速度,但其带宽比Δd=0.2 a时的带宽宽0.000 11,此时的NDBP的值为0.355,群速度色散维持在(-0.29~1.96)×107,可以说其慢光效果比Δd=0.2 a好。同时考虑了将垂直方向介质柱固定在0.3 a处,调节水平方向介质柱位置,移动0.4 a时得到最佳慢光效果,结果如表1所示:与垂直缺陷腔相比,在相近带宽下,水平缺陷腔的群速度明显提高了1.03×10-3c。特别在垂直方向Δd=0.4 a时,NDBP可以高达0.404,其群速度、带宽分别为3.45×10-3c,0.000 26;与未嵌套点缺陷PC-CCW相比[6,7],带宽增加了0.000 17。同时也仿真了保持垂直方向介质柱初始位置不变,调节水平方向介质柱位置的情况,最终结果表明:水平方向调节介质柱得到的慢光效果比垂直方向调节时差。

改变缺陷腔介质柱的位置其实就是调节单一腔结构的介电常数的分布,随着介质柱位置的不断变化,其介电常数也在不断发生变化。由式(9)可知,耦合系数κ将随着介电常数不断变化。根据波导模的微带宽度公式Δω=2|κ|Ω可知,当传输的频率Ω保持不变时,可以通过改变耦合系数κ来改变微带宽度Δω,这也和最终仿真得出的结果相符。

3 结论

针对点缺陷二维嵌套光子晶体耦合腔结构,优化调节缺陷周围水平、垂直方向四个介质柱的位置;当垂直方向介质柱位移0.3 a时,可以在保证10-3c慢光条件下,达到0.000 51的相对带宽;当垂直方向位移0.4 a时,NDBP值达到0.404,具有很好的慢光效果。与未嵌套二维光子晶体点缺陷耦合腔相比[6,8],群速度相近时,带宽增加了0.000 17,NDBP的值可提高0.25。通过优化点缺陷附近介质柱的位置,可以实现在降低光子晶体慢光的群速度的同时适当增加带宽,为慢光效应下增加带宽提供了一种新的思路和方法。

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