費宏明 徐婷 劉欣 林瀚陳智輝 楊毅彪張明達 曹斌照 梁九卿

1)(太原理工大學物理與光電工程學院,太原 030024)

2)(太原理工大學,新型傳感器與智能控制教育部重點實驗室,太原 030024)

3)(斯威本科技大學微光子中心,墨爾本 3122,澳大利亞)

4)(山西大學理論物理研究所,太原 030006)

可用于拓寬光波單向傳輸帶寬的光子晶體異質(zhì)結構界面?

費宏明1)2)?徐婷1)2)劉欣1)2)林瀚3)陳智輝1)2)楊毅彪1)2)張明達1)2)曹斌照1)2)梁九卿4)

1)(太原理工大學物理與光電工程學院,太原 030024)

2)(太原理工大學,新型傳感器與智能控制教育部重點實驗室,太原 030024)

3)(斯威本科技大學微光子中心,墨爾本 3122,澳大利亞)

4)(山西大學理論物理研究所,太原 030006)

光波單向傳輸,全反射界面,光子晶體異質(zhì)結構

基于光波單向傳輸?shù)娜舛O管在集成光通信、全光網(wǎng)絡和光信息處理中有重要應用.基于方向帶隙失配設計的光子晶體異質(zhì)結構可實現(xiàn)光波單向傳輸,但正向透射率較低,帶寬較窄.基于對光子晶體異質(zhì)界面傾斜角度的研究,根據(jù)界面全反射條件,利用可集成材料硅和二氧化硅設計了一種空氣孔型二維光子晶體異質(zhì)結構.異質(zhì)結構界面兩側的光子晶體對1550 nm波長附近的TE模光波在Γ-X方向均呈導帶,避免了方向帶隙失配.研究發(fā)現(xiàn)當異質(zhì)界面滿足全反射條件時,由于光子晶體的自準直效應,較寬波段的正向光波得以高效傳播,而反向光波在界面由于全反射而被禁止傳播.光子晶體異質(zhì)結構界面的全反射效應打破了方向帶隙對光波單向傳輸?shù)南拗?使得反向光波在光子晶體中為導帶時同樣可實現(xiàn)近零透射率,從而拓寬了光波單向傳輸?shù)牟ㄩL范圍.基于全反射界面的光子晶體異質(zhì)結構經(jīng)過優(yōu)化后,其正向透射率達0.64,透射對比度為0.97,單向傳輸帶寬可達553 nm.

1 引 言

隨著電子信息技術的發(fā)展,集成電路芯片成為信息傳輸?shù)闹饕ぞ?而電子由于庫侖力產(chǎn)生熱效應,使得集成電路存在能量消耗大、信息傳輸慢等問題.光子作為信息傳輸?shù)妮d體,傳輸速度快,光子間相互作用弱,可極大地降低能量消耗,提高傳輸效率[1],利用光子替代電子已成為科技發(fā)展與社會進步的要求.光子晶體是以光子為信息載體的新型材料[2,3],通過實現(xiàn)集成光路推動全光通信的發(fā)展,成為提高信息傳輸效率的一大助力.

在光通信系統(tǒng)中,為了保證有源器件的正常運行,抑制反射光波,近年來不少研究小組專注于光子晶體單向傳輸器的研究.早期,實現(xiàn)光波單向傳輸?shù)墓庾泳w主要是在其內(nèi)部加入磁性材料[4,5]或非線性材料[6,7].Inoue和Fujii[8]將磁光介質(zhì)摻鈰釔鐵石榴石薄膜和SiO2薄膜排列形成一維周期磁光子晶體,利用磁場產(chǎn)生的法拉第旋光效應實現(xiàn)了光波單向傳輸,為光波單向傳輸?shù)募苫峁┝诵滤悸?Xue等[9]將一維光子晶體(SiO2/TiO2)m和Ag薄膜相結合,利用金屬的非線性吸收,實現(xiàn)了光強為0.93 GW/cm2時557.2 nm附近的光波單向傳輸,正向透射率為0.42,透射對比度為0.984.這兩種方法均可實現(xiàn)光波單向傳輸,但磁性材料需要外加磁場,非線性材料則要求較高的光強,在實際應用中存在非常大的局限性.于是人們又通過改變光子晶體的空間結構,破壞其空間反演對稱性,以實現(xiàn)光波單向傳輸,主要方法有界面耦合[10?13]或方向能帶失配[14?16].Kurt等[17]在二維光子晶體波導結構中,通過改變縱向相鄰介質(zhì)柱的間距形成非對稱結構,實現(xiàn)光波的單向傳輸,透射對比度最高可達0.75.Feng和Wang[18]利用不同能帶特性的光子晶體組合,不僅實現(xiàn)了光波單向傳輸,還有分束效果,最大光波單向傳輸范圍為0.1(c/a),其中c為真空中的光速,a為晶格常數(shù),單位為nm.

通過方向能帶失配實現(xiàn)的光波單向傳輸要求其中一個方向對傳輸光波是禁帶,增加了寬頻帶光波單向傳輸?shù)碾y度,本文通過對不同光子晶體組成的異質(zhì)結構中異質(zhì)界面傾斜角度的研究,發(fā)現(xiàn)該界面滿足全反射條件時可以擺脫能帶限制,實現(xiàn)光通信波段的光波單向傳輸,并優(yōu)化了界面結構,實現(xiàn)了1550 nm附近553 nm帶寬的TE模式光波單向傳輸,透射對比度達到了0.97,并對厚度為1500 nm的平板光子晶體異質(zhì)結構進行了分析.

2 結構與分析

光子晶體中異質(zhì)結界面有兩種情況:一種是異質(zhì)界面與入射光垂直,一種是異質(zhì)界面與入射光存在不為90°的夾角.當異質(zhì)界面與入射光夾角不為90°時,因為界面兩側背景材料不同,如果入射角滿足界面處的全反射定律則可實現(xiàn)光波的全反射,改變了原有光波的傳播方向.設計光子晶體異質(zhì)結構,異質(zhì)界面左右兩側背景材料分別選用二氧化硅和硅,其折射率在1550 nm附近分別為1.495和3.48,當光波反向傳播時,即從硅(光密介質(zhì))進入二氧化硅(光疏介質(zhì))向左傳播時,根據(jù)全反射定理可知,異質(zhì)界面傾斜角度θ小于63.55°時,可發(fā)生光波全反射,從而起到阻止反向入射光傳播的作用.因此本文將對異質(zhì)界面傾斜角度分為三種情況進行討論:1)異質(zhì)界面與入射光垂直,θ=90°(圖1(a));2)異質(zhì)界面存在傾斜角度但不滿足界面全反射條件,63.55°＜θ＜90°(圖1(b));3)異質(zhì)界面存在傾斜角度且滿足界面全反射條件,0°＜θ＜63.55°(圖1(c)).圖1中黑色線為正向入射光,紅色線為反向入射光,入射方向沿Γ-X方向.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)異質(zhì)界面不同傾斜角度θ和光子晶體異質(zhì)結構示意圖 (a)θ=90°;(b)63.55°＜θ＜ 90°;(c)0°＜θ＜63.55°;(d)空氣孔型二維光子晶體異質(zhì)結構示意圖Fig.1.(color online)Schematic of different tilt angles θ at heterostructure interface and 2D photonic crystal heterostructure with air holes:(a)θ =90°;(b)63.55°＜θ＜ 90°;(c)0°＜θ＜ 63.55°;(d)sketch of 2D photonic crystal heterostructure with air holes.

基于以上三種異質(zhì)界面基本結構,光子晶體異質(zhì)結構包括左右兩個二維四方晶格光子晶體PC1和PC2,如圖1(d)所示.PC1是在二氧化硅背景中打空氣孔,PC2是在硅背景中打空氣孔,兩者具有相同的晶格常數(shù)(a=490 nm)和空氣孔半徑(r=140 nm),當光波從PC1向右傳播時為正向入射光,當光波從PC2向左傳播時為反向入射光.選取異質(zhì)界面與水平方向夾角θ分別為90°,80°,70°,55°,45°和35°, 選用Tf和Tb分別代表正、反向透射率,透射對比度定義為C=(Tf?Tb)/(Tf+Tb)[19].該結構在不同異質(zhì)界面傾斜角度下的透射譜如圖2所示,取高于90%最大正向透射率的波段區(qū)間為單向傳輸?shù)耐干浞宸秶?透射對比度大于0.8的波段區(qū)間為單向傳輸范圍.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)不同傾斜角度異質(zhì)界面的透射譜 (a)θ=90°;(b)θ=80°;(c)θ=70°;(d)θ=55°;(e)θ=45°;(f)θ=35°Fig.2.(color online)Transmittance spectra of heterostructure interfaces with different tilt angles:(a)θ=90°;(b)θ =80°;(c)θ =70°;(d)θ =55°;(e)θ =45°;(f)θ =35°.

當異質(zhì)界面與入射光垂直(圖2(a)),即界面角度θ=90°時,正、反向透射率基本相同,在1550 nm處正向透射率只有0.019,反向透射率接近于0.009,沒有形成光波單向傳輸.當異質(zhì)界面存在傾斜角度且不滿足界面全反射條件,即界面角度θ=80°,70°時(圖2(b)和圖2(c)),正、反向透射率存在差異:θ=80°時,在1550 nm處正向透射率低于0.24,反向透射率為0.059,透射對比度均在0.8以下,且反向透射率很高,單向傳輸性能較差;θ=70°時,在1550 nm附近正向透射率約為0.317,反向透射率為0.032,與θ=80°時相比正向透射率增加、反向透射率降低,在1533—1684 nm的單向傳輸范圍內(nèi)透射對比度均大于0.8.當異質(zhì)界面存在傾斜角度且滿足界面全反射條件,即界面角度θ=55°,45°,35°時(圖2(d)—圖2(f)),在1550 nm附近反向透射率在較大的范圍內(nèi)幾乎接近于0,只是正向透射率有所不同,均可實現(xiàn)光波單向傳輸.θ=55°時,正向透射率在0.4附近大范圍波動,反向透射率低于0.015,單向傳輸范圍為1400—1694 nm,此范圍內(nèi)透射對比度大于0.8;θ=45°時,在1550 nm處正向透射率為0.546,反向透射率低于0.006,透射峰范圍為1521.63—1611.86 nm,單向傳輸范圍為1400—1974 nm,單向傳輸效果較好;θ=35°時,在1550 nm處正向透射率為0.33,最高正向透射率可達0.55,整個正向透射峰波動挺大,且反向透射率在0.04左右,單向傳輸范圍為1525—2000 nm,但在1550 nm處正向透射率太低.

表1 不同傾斜角度異質(zhì)界面的單向傳輸性能Table 1.The unidirectional transmission performance of heterostructure interfaces with different tilt angles.

對比以上6種不同傾斜角度界面的透射率和單向傳輸帶寬,如表1所示,通過分析可知,界面的傾斜不僅能改變光波的傳輸方向,還可以引起正反向透射率的不同.當界面傾斜角度為90°和80°時,都沒有實現(xiàn)透射對比度大于0.8的光波單向傳輸;當界面傾斜角度為70°時,單向傳輸帶寬約為150 nm,但1550 nm處正向透射率較低;當界面傾斜角度滿足界面處的全反射條件,即θ=55°,45°,35°時,該界面使得反向入射光波發(fā)生全反射,確保反向透射率幾乎為零,而界面的傾斜使得光波正向透射率有所增加,反向透射率也大范圍降低,實現(xiàn)了光波單向傳輸.尤其是θ=45°時 (圖2(e)),透射峰范圍為1522—1612 nm,且1550 nm處正向透射率可達0.55,單向傳輸帶寬約為570 nm,實現(xiàn)了寬波段下1550 nm附近的TE模式光波單向傳播.

為了更好地分析結構的單向傳輸特性,計算了θ=45°時PC1和PC2的TE模式能帶結構,如圖3(a)和圖3(b)所示,其中紅色線區(qū)域為透射峰范圍.兩者的等頻率面(EFC)如圖3(c)和圖3(d)所示,其中黑色箭頭代表光波正入射傳播方向,紅色箭頭代表光波反入射傳播方向.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)TE模式單向傳輸特性 (a)PC1能帶圖;(b)PC2能帶圖;(c)PC1第二能帶等頻圖;(d)PC2第三能帶等頻圖Fig.3.(color online)Unidirectional transmission performance for TE mode:(a)Band of PC1;(b)band of PC2;(c)EFCs of PC1in the second band;(d)EFCs of PC2in the third band.

θ=45°時透射峰位于1521.63—1611.86 nm,對 應 頻 率 為0.304a/λ—0.322a/λ, 在 圖3(a)中PC1在Γ-X方向為導帶,在圖3(b)中PC2在 頻 率 為0.313a/λ—0.334a/λ, 即 波 長 為1467.06—1566.5 nm時在Γ-X(0°入射光)方向為導帶,在頻率為0.296a/λ—0.313a/λ,即波長為1566.5—1655.96 nm時為禁帶.光波正向入射到PC1時,在透射峰頻段0.304a/λ—0.322a/λ內(nèi),可沿著Γ-X方向水平向右傳播,如圖3(c)中黑色箭頭所示傳播方向,經(jīng)過異質(zhì)界面處耦合進入PC2時將沿非Γ-X方向傳播,由于PC2具有Γ-X方向上的自準直效應,因此光波被準直到Γ-X方向輸出,如圖3(d)中黑色箭頭所示.光波反向入射到PC2時,透射峰頻段0.304a/λ—0.313a/λ內(nèi)的光波因禁帶作用,其傳播被阻止,0.313a/λ—0.322a/λ頻段內(nèi)的光波則會在PC2內(nèi)沿著Γ-X方向傳播,并逐漸偏轉到M-X方向即豎直向上傳播,無法到達異質(zhì)界面,如圖3(d)中紅色箭頭所示.因此,光子晶體異質(zhì)結構可以實現(xiàn)正向透射、反向阻止的光波單向傳輸.

為了能更直觀地觀察光波的傳輸情況,選取PC4導帶中的0.316a/λ(1550 nm)和禁帶中的0.306a/λ(1600 nm)這兩個頻率的光波,分析其正反向入射場強圖,如圖4所示.

這兩個頻率的光波傳輸結果與上述分析一致:光波正向入射時,由于0.306a/λ和0.316a/λ位于PC1和PC2的Γ-X方向導帶,在圖4(a)和圖4(c)中,該頻率的光波均可沿Γ-X方向水平向右傳播,經(jīng)過異質(zhì)界面后被準直到Γ-X方向輸出;光波反向入射時,0.306a/λ的光波由于是禁帶而被阻止傳播,0.316a/λ的光波則可沿Γ-X方向水平向左進入PC2,并逐漸被準直到M-X方向即豎直向上方向傳播,也無法到達異質(zhì)界面.

經(jīng)過以上分析可知,當θ=45°時,由于光子晶體的自準直效應,滿足全反射條件的光子晶體異質(zhì)結構的正向透射率提高,反向透射率降低,實現(xiàn)了寬波段下0.316a/λ即波長為1550 nm附近的光波單向傳輸.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)(a)0.306a/λ光波的正向入射場強;(b)0.306a/λ光波的反向入射場強;(c)0.316a/λ光波的正向入射場強;(d)0.316a/λ光波的反向入射場強Fig.4.(color online)(a)Field intensity distribution of forward transmission at the frequency of 0.306a/λ;(b) fi eld intensity distribution of backward transmission at the frequency of 0.306a/λ;(c) fi eld intensity distribution of forward transmission at the frequency of 0.316a/λ;(d) fi eld intensity distribution of backward transmission at the frequency of 0.316a/λ.

3 優(yōu) 化

在影響光子晶體異質(zhì)結構正向傳輸率和透射對比度的因素中,除界面傾斜角度外,界面兩端光子晶體結構與界面間的距離也有重要作用,距離的不同會改變光波在光子晶體PC1和PC2之間的耦合效率,從而改變結構的透射率和單向傳輸帶寬.因此,在不改變結構平均折射率的條件下,進一步對界面傾斜角度為45°的異質(zhì)結構進行優(yōu)化.定義異質(zhì)界面與左側PC1相鄰空氣孔水平距離為d1,與右側PC2相鄰空氣孔水平距離為d2.

d1=d2=a時,在圖5(a)中,透射峰位于1553.25 nm,正向透射率為0.613,反向透射率為0.007,透射對比度為0.976,透射峰范圍為1537.38—1594.67 nm,正向透射率都在0.55以上,寬度約為57.3 nm,在1550 nm處透射率為0.608,單向傳輸范圍為1400—1904.5 nm,帶寬約為505 nm.

圖5 (網(wǎng)刊彩色)TE模式下異質(zhì)界面與兩側相鄰空氣孔不同水平間距條件下的透射譜 (a)d1=d2=a;(b)d1=d2=1.5a;(c)d1=a,d2=1.5a;(d)d1=1.5a,d2=aFig.5.(color online)Transmission spectra for the TE mode with different level distances between heterostructure interface and adjacent air holes:(a)d1=d2=a;(b)d1=d2=1.5a;(c)d1=a,d2=1.5a;(d)d1=1.5a,d2=a.

d1=d2=1.5a時,在圖5(b)中,透射峰位于1573.68 nm,正向透射率為0.547,反向透射率為0.009,透射對比度為0.966,透射峰范圍為1561.36—1590.43 nm,寬度約為29 nm,在1550 nm處正向透射率為0.447,單向傳輸范圍為1400—1947.9 nm,帶寬約為548 nm.

d1=a,d2=1.5a時,在圖5(c)中,透射峰位于1480.2 nm,正向透射率為0.537,反向透射率為0.007,透射對比度為0.973,透射峰范圍為1476.54—1483.87 nm,寬度僅為7.3 nm,透射峰較窄,在1400—1950 nm波段內(nèi)實現(xiàn)了單向傳輸,單向傳輸范圍為1400—1904.5 nm,帶寬約為505 nm,但透射率波動較大,沒有形成平坦的單向傳輸.

d1=1.5a,d2=a時,在圖5(d)中,透射峰位于1573.68 nm,正向透射率為0.643,反向透射率為0.011,透射對比度為0.97,透射峰范圍為1533.33—1603.22 nm,正向透射率在0.55以上,寬度約為70 nm,光波單向傳輸范圍為1400—1933.3 nm,寬度約為533 nm,而在1550 nm處正向透射率為0.624,反向透射率為0.009,透射對比度為0.970.

比較以上四種優(yōu)化結構,為了能實現(xiàn)近紅外波段1550 nm附近的高透射率光波單向傳輸,不僅需要較高的正向透射率和透射對比度,還需要較寬的透射峰和單向傳輸帶寬.綜合表2的各項參數(shù),發(fā)現(xiàn)當d1=1.5a,d2=0.5a時,1550 nm位于透射峰范圍內(nèi),且最高正向透射率可達0.643,透射對比度為0.970,透射峰寬度也較大,單向傳輸帶寬可達553 nm,可以很好地實現(xiàn)TE模式下寬波段內(nèi)近紅外1550 nm波段的光波單向傳輸.

表2 異質(zhì)界面與兩側相鄰空氣孔不同水平間距條件下的單向傳輸性能Table 2.The unidirectional transmission performance with different level distances between heterostructure interface and adjacent air holes.

考慮到實際器件的制備,分析了厚度為1500 nm[20]的平板光子晶體異質(zhì)結的單向傳輸性能. 當a=490 nm,r=140 nm,θ=45°,d1=1.5a,d2=a時,其正反向透射率及透射對比度如圖6所示,透射峰位于1510.1 nm處,正向透射率最高可達0.564,透射對比度為0.967,透射峰范圍為1476.54—1607.53 nm,寬度約為130 nm,當透射對比度大于0.8時,單向傳輸波段為1350—2000 nm,帶寬約為650 nm.與二維光子晶體異質(zhì)結構相比,在此厚度下的平板光子晶體異質(zhì)結構的正向透射率降低了12.3%,透射對比度基本保持不變,透射峰范圍增大了60 nm,單向傳輸帶寬也增加了100 nm.由此可見,我們設計的二維光子晶體異質(zhì)結構可應用于實際中,為制備性能良好的光子晶體單向傳輸器件提供支持.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)TE模式下厚度為1500 nm的平板光子晶體異質(zhì)結構的透射譜Fig.6.(color online)Transmittance spectra of photonic crystal heterostructure slab with a thickness of 1500 nm for the TE mode.

4 結 論

本文設計了一種空氣孔型二維光子晶體異質(zhì)結構,研究異質(zhì)界面的傾斜角度發(fā)現(xiàn),界面滿足全反射條件時,基于光子晶體的自準直可以實現(xiàn)TE模式下1550 nm附近的光波單向傳輸.分析了界面與相鄰兩側空氣孔水平間距對透射率的影響,發(fā)現(xiàn)與左側空氣孔距離為1.5a、與右側空氣孔距離為a時,可以實現(xiàn)正向透射率為0.643、單向傳輸帶寬為553 nm、透射對比度為0.97的寬波段光波單向傳輸.對厚度為1500 nm的平板光子晶體異質(zhì)結構單向傳輸性能進行分析發(fā)現(xiàn),雖然其正向透射率降低了12.3%,但透射對比度還保持在0.97左右,單向傳輸帶寬也有所增加,該光子晶體異質(zhì)結構有望應用于光子晶體單向傳輸器件中.

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Interface of photonic crystal heterostructure for broadening bandwidth of unidirectional light transmission?

Fei Hong-Ming1)2)?Xu Ting1)2)Liu Xin1)2)Lin Han3)Chen Zhi-Hui1)2)Yang Yi-Biao1)2)Zhang Ming-Da1)2)Cao Bin-Zhao1)2)Liang Jiu-Qing4)

1)(School of Physics and Optoelectronics,Taiyuan University of Technology,Taiyuan 030024,China)
2)(Key Laboratory of Advanced Transducers and Intelligent Control System,Ministry of Education,Taiyuan University of Technology,Taiyuan 030024,China)
3)(Micro-Photon Center,Swinburne University of Technology,Melburne 3122,Australia)
4)(Institute of Theoretical Physics,Shanxi University,Taiyuan 030006,China)

24 April 2017;revised manuscript

23 May 2017)

An all-optical diode(AOD)is a spatially nonreciprocal device that in the ideal case and for a speci fi c wavelength allows light to totally transmit along the forward direction but totally inhibits light to propagate along the backward direction,yielding a unitary contrast.AODs are widely considered to be the key components for the next-generation all-optical signal processing,and completely analogous to electronic diodes which are widely used in computers for processing electric signals.Most of AOD designs su ff er some serious drawbacks which make them not suitable for commercial and large-scale applications.Relatively large physical sizes are often needed,the balance between fi gure of merit and optical intensity is usually inadequate,and in some cases cumbersome structural designs are necessary to provide structural asymmetry.Among different approaches,the AOD based on two-dimensional(2D)photonic crystal(PC)heterostructure has shown signi fi cant advantages due to the capability of on-chip integration with other photonic devices.However,current PC heterostructure AOD(PCH-AOD)is based on the mismatch of directional bandgaps,which shows poor performance as a result of the relatively low forward transmittance(＜0.40)and contrast ratio(＜0.75)with a narrow bandwidth(about 10 nm).In order to improve the performance,here we propose a new PCH-AOD design based on the total re fl ection principle,which is able to achieve high forward transmittance and contrast ratio within a broad wavelength range.Our design is composed of two rectangle lattice 2D PC structures,in which periodically distributed air holes are embedded in silica(PC1)and silicon(PC2)materials,respectively.The two PCs are combined with an inclined interface along theΓ-Mdirection of both PCs.In this way,the total re fl ection condition is satis fi ed when light propagates from silicon to silica material.The forward and backward propagating optical waves are incident along theΓ-Xdirection of both PCs,in which direction there are transmission bands for TE mode centered at 1550 nm wavelength.A commercial software(R-soft)based on the fi nite-di ff erence time-domain(FDTD)method is used to study the unidirectional transmission performance of the PCH-AOD.The results show that the forward propagating optical waves(from PC1to PC2)can transmit efficiently through the device.In addition,we further improve the forward transmittance by exploiting the self-collimation e ff ect of PCs and optimizing the coupling from PC1to PC2.In the meantime,the light propagating along the backward direction(from PC2to PC1)is blocked at the total re fl ection interface with near-zero transmittance.In this way,the unidirectional transmission is achieved without the reliance on the directional bandgap mismatch,and thus broad bandwidth is achieved.The AOD has a forward transmittance of 0.64 and a transmission contrast of 0.97 with a bandwidth of 553 nm at 1550 nm.The equal frequency contours(EFCs)of the PCs is plotted to demonstrate the working principle of the PCH-AOD.Finally,considering the experimental fabrication of the AOD device,we analyze the unidirectional transmission performance of a planar PCH-AOD with a fi nite thickness of 1500 nm.Despite a small reduction(12.3%)in the forward transmittance,the transmission contrast is maintained at about 0.97,and the unidirectional transmission bandwidth is increased to 600 nm.Therefore,our design can be implemented in practice and our work provides a theoretical framework for designing high performance PCH-AOD.In addition,our design allows an unprecedented high forward transmittance,contrast ratio and broad working bandwidth of the device at extremely low operational optical intensity,due to the total re fl ection condition,and the optimized forward propagation and coupling condition.The proposed device has a small footprint that is promising for next-generation on-chip applications.

unidirectional transmission of light waves,interface of total re fl ection,photonic crystal heterostructure

(2017年4月24日收到;2017年5月23日收到修改稿)

10.7498/aps.66.204103

?國家自然科學基金(批準號:61575138)、國家自然科學基金青年科學基金(批準號:61505135)、山西省自然科學基金(批準號:2016011048)和國家留學基金委(批準號:201508140067)資助的課題.

?通信作者.E-mail:feihm187491@126.com

?2017中國物理學會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

PACS:41.20.Jb,85.60.Dw,42.70.QsDOI:10.7498/aps.66.204103

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant No.61575138),the Young Scientists Fund of the National Natural Science Foundation of China(Grant No.61505135),the Natural Science Foundation of Shanxi Province,China(Grant No.2016011048),and the Chinese Government Scholarship(Grant No.201508140067).

?Corresponding author.E-mail:feihm187491@126.com