橫磁模式下二維非磁化等離子體光子晶體的線缺陷特性研究*

章海鋒 劉少斌 孔祥鯤

1)(南京航空航天大學(xué)信息科學(xué)與技術(shù)學(xué)院，南京 210016)

2)(中國人民解放軍炮兵學(xué)院南京分院，南京 211132)

3)(鎮(zhèn)江船艇學(xué)院，鎮(zhèn)江 212003)

(2010年7月18日收到;2010年8月6日收到修改稿)

橫磁模式下二維非磁化等離子體光子晶體的線缺陷特性研究*

章海鋒1)2)劉少斌1)?孔祥鯤1)3)

1)(南京航空航天大學(xué)信息科學(xué)與技術(shù)學(xué)院，南京 210016)

2)(中國人民解放軍炮兵學(xué)院南京分院，南京 211132)

3)(鎮(zhèn)江船艇學(xué)院，鎮(zhèn)江 212003)

(2010年7月18日收到;2010年8月6日收到修改稿)

采用等離子體的分段線性電流密度卷積時(shí)域有限差分算法研究了橫磁波入射時(shí)具有單一線缺陷的二維非磁化等離子體光子晶體的缺陷模特性.從頻域角度分析得到微分高斯脈沖的透射系數(shù)，并討論該光子晶體的晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱半徑、周期常數(shù)、缺陷層參數(shù)和等離子體參數(shù)對(duì)缺陷模特性的影響.結(jié)果表明，改變周期常數(shù)、缺陷層位置和等離子體碰撞頻率不會(huì)改變?nèi)毕菽５念l率，改變?nèi)毕輰咏橘|(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)、半徑和缺陷層到介質(zhì)層的中心距離可以在不改變禁帶寬度的前提下實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模的調(diào)節(jié)，改變晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱半徑和等離子體頻率能同時(shí)實(shí)現(xiàn)對(duì)禁帶寬度和缺陷模的調(diào)節(jié).

等離子體，光子晶體，缺陷模，時(shí)域有限差分算法

PACS:52.77.－ j，42.40.－ w，52.65.－ y，52.27.Lw

1.引 言

光子晶體是由折射率不同的介質(zhì)在空間交迭而成 的 一 種 周 期 性 結(jié) 構(gòu)，最 早 由 John［1］和Yablonovitch［2］等提出，人們根據(jù)空間分布的不同將光子晶體劃分為一維、二維和三維光子晶體.光波在光子晶體中傳播時(shí)受到周期性的散射和衍射作用，使得光子晶體具有一定的光子禁帶隙，即頻率落在帶隙中的電磁波禁止傳播.當(dāng)光子晶體引入缺陷后，破壞了原有光子晶體的周期性和對(duì)稱性，光子禁帶中就會(huì)出現(xiàn)頻帶較窄的缺陷模.這些特性使得光子晶體具有十分廣泛的應(yīng)用前景［3—9］.等離子體光子晶體的概念是由 Hojo和 Mase［10］提出的，它是一種由等離子體和其他介質(zhì)組成的光子晶體.等離子體是一種具有耗散和色散特性的介質(zhì)，它的折射率由入射波頻率決定，這使等離子體光子晶體具有一些特殊的禁帶特性［11，12］.另一方面等離子體的物理特性可以通過外磁場(chǎng)和等離子體密度和碰撞頻率等參數(shù)控制，這給禁帶的調(diào)制帶來了便利.因此等離子體光子晶體已經(jīng)成為國內(nèi)外學(xué)者研究的熱點(diǎn).目前，大量的研究工作集中在一維等離子體光子晶體禁帶和缺陷模的特性上.Hojo和 Mase［13］對(duì)電磁波在一維非磁化等離子體中的傳播特性進(jìn)行了研究，指出電磁波傳播模式主要由等離子體密度決定.Shiveshwair和 Mahto［14］對(duì)等離子體光子晶體的濾波特性進(jìn)行了研究，指出改變等離子體密度和等離子體層的厚度可以實(shí)現(xiàn)對(duì)禁帶的調(diào)節(jié).Li等［15］通過對(duì)色散關(guān)系的計(jì)算得到了明顯的通帶和禁帶，得出了等離子體光子晶體的色散規(guī)律.劉少斌等［16，17］對(duì)一維等離子體光子晶體的缺陷模特性進(jìn)行了研究，指出無論是磁化還是非磁化的條件下，都可以通過引入缺陷層實(shí)現(xiàn)光子局域態(tài)，并且通過改變等離子體參數(shù)實(shí)現(xiàn)了光子晶體的可調(diào)諧濾波.對(duì)二維等離子體光子晶體的工作主要集中在色散特性的研究和實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證上.亓麗梅等［18，19］對(duì)二維磁化和非磁化等離子體光子晶體的色散特性進(jìn)行了研究，指出改變外磁場(chǎng)和等離子體參數(shù)可以實(shí)現(xiàn)對(duì)色散特性的調(diào)整.Sakai等［20］用實(shí)驗(yàn)方法驗(yàn)證了二維等離子體光子晶體的禁帶特性并對(duì)電磁波的傳播現(xiàn)象給出了新的模型和解釋.而關(guān)于二維等離子體光子晶體缺陷模的理論研究還不夠深入.在工程上人們可以將含有線缺陷的二維非磁化等離子體光子晶體制成可調(diào)諧濾波器、功分器、耦合腔體和波導(dǎo)等微波器件.因此研究二維非磁化等離子體光子晶體的缺陷模特性很有價(jià)值.

本文以微分高斯脈沖為激勵(lì)源，在理想情況下用等離子體的分段線性電流密度卷積時(shí)域有限差分(PLCDRC-FDTD)算法［21，22］對(duì)橫磁(TM)波在具有單一線缺陷的二維非磁化等離子體光子晶體中的傳播進(jìn)行了仿真.缺陷模特性由仿真計(jì)算得到的透射系數(shù)獲得.然后以晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱半徑、周期常數(shù)、等離子體參數(shù)和缺陷層參數(shù)為參量對(duì)缺陷模特性進(jìn)行了分析.

2.數(shù)值計(jì)算方法

時(shí)域有限差分(FDTD)法是一種計(jì)算精度很高的數(shù)值方法，計(jì)算過程考慮了所有的電磁損耗，且十分適用于對(duì)復(fù)雜結(jié)構(gòu)和多介質(zhì)電磁問題的計(jì)算.PLCDRC-FDTD算法具有很高的計(jì)算精度，特別適用于對(duì)色散介質(zhì)的計(jì)算.計(jì)算過程中用到的電場(chǎng)和卷積項(xiàng)的迭代公式如下:

式中各參量定義詳見文獻(xiàn)［22］.等離子體磁場(chǎng)迭代方程以及電介質(zhì)部分電場(chǎng)和磁場(chǎng)的迭代公式與常規(guī)FDTD算法相同.

3.數(shù)值計(jì)算的參數(shù)與物理模型

圖1給出了仿真計(jì)算的物理模型，在等離子體中排列著周期分布的介質(zhì)圓柱，柵格為正方形.線缺陷層是沿+y軸方向填充介質(zhì)圓柱.所有的介質(zhì)圓柱在z軸方向上為無限長，TM波沿+x軸入射，其頻率范圍取0—30 GHz.用a表示晶格常數(shù)，b表示缺陷層到介質(zhì)層的中心距離，N表示該光子晶體的周期常數(shù)，M表示缺陷層在該光子晶體中的位置.R為介質(zhì)圓柱的半徑，r為缺陷層介質(zhì)圓柱的半徑.仿真計(jì)算的初始參數(shù)設(shè)定如下:周期常數(shù)N=10，介質(zhì)圓柱的半徑R=2.5 mm，晶體格常數(shù)a=10 mm，介質(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)ε1=7，缺陷層位置參數(shù)M=6，缺陷層介質(zhì)圓柱的半徑 r=2.5 mm，常數(shù)b=10 mm，缺陷層介質(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)ε2=4.5，等離子體頻率ωp=4.8π×109rad/s，等離子體碰撞頻率ν=2.7×109rad/s.

根據(jù)Courant穩(wěn)定性條件，用220×220個(gè)計(jì)算網(wǎng)格來剖分大小為110 mm×110 mm的光子晶體，用于計(jì)算的空間步長取0.5 mm，時(shí)間步長取1 ps.吸收邊界采用完全匹配層，占據(jù)5個(gè)網(wǎng)格，分布在計(jì)算空間的四周.沿+x軸傳播的入射電磁波為微分高斯脈沖，該脈沖的表達(dá)式如下:

式中取常量A=4.67 V/m，τ=20.入射波的高頻分量越多τ值越小.整個(gè)計(jì)算時(shí)間進(jìn)行10000步.通過傅里葉變換將得到的電場(chǎng)分量由時(shí)域轉(zhuǎn)換到頻域來求透射系數(shù)，再用透射系數(shù)的頻譜來表征缺陷模.圖2給出了缺陷層介質(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)ε2分別取2，4.5，7，11的透射系數(shù)頻譜.由圖2可知，二維非磁化等離子體光子晶體含有單一線缺陷時(shí)禁帶中存在著明顯的缺陷模.下面就以晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱半徑、周期常數(shù)、等離子體參數(shù)和缺陷層參數(shù)為參量對(duì)其缺陷模特性進(jìn)行討論.

圖1 仿真計(jì)算的物理模型

4.計(jì)算結(jié)果與討論

4.1.ε2對(duì)缺陷模的影響

圖3給出了ε2取值1—14的三維透射系數(shù)頻譜.由圖2和圖3可知，二維非磁化等離子體光子晶體引入線缺陷后，禁帶中將會(huì)出現(xiàn)較為明顯的單模缺陷.禁帶寬度不會(huì)發(fā)生明顯變化，但是透射系數(shù)峰值將會(huì)發(fā)生較為明顯的變化.缺陷層介質(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)ε2由1變化到14的過程中，缺陷模頻率先向低頻方向移動(dòng)，缺陷模透射峰值逐漸增大，當(dāng)ε2增加到7時(shí)，缺陷模將會(huì)和禁帶的下邊帶重合，此時(shí)缺陷模消失.再繼續(xù)增大ε2，在禁帶的上邊帶將產(chǎn)生一個(gè)新的缺陷，進(jìn)一步增大 ε2的值，缺陷模將向低頻方向移動(dòng)，逐漸靠近禁帶中心，缺陷模透射峰值也將隨之逐漸減小.缺陷模的移動(dòng)呈現(xiàn)周期性變化，因此可以通過改變?chǔ)?使得缺陷模頻率涵蓋禁帶所有頻率，給設(shè)計(jì)帶通濾波器帶來了便利.另一方面，缺陷模頻率幾乎與 ε2呈線性變化，所以可以通過這一性質(zhì)實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷層介質(zhì)的相對(duì)介電常數(shù)的測(cè)量，使得含線缺陷的二維非磁化光子晶體有了更為廣闊的應(yīng)用前景.

圖 2 ε2=2，4.5，7，11 的透射系數(shù)頻譜

圖3 ε2取值1—14時(shí)的三維透射系數(shù)頻譜

4.2.周期常數(shù)和缺陷層位置對(duì)缺陷模的影響

圖4給出了周期常數(shù) N分別取9，11，15，20的透射系數(shù)頻譜.由圖4可知，周期常數(shù)N對(duì)禁帶帶寬無影響.缺陷模頻率幾乎不會(huì)隨著N的增大而發(fā)生改變，但是缺陷模透射峰值會(huì)隨著N的增大逐漸減小.當(dāng)N等于20時(shí)，此時(shí)禁帶中的缺陷模已經(jīng)完全消失.這是因?yàn)槿毕菽５漠a(chǎn)生主要源于缺陷層介質(zhì)圓柱對(duì)入射電磁波的反射、散射和耦合作用，當(dāng)缺陷層介質(zhì)圓柱反射和散射的電磁波和行進(jìn)中的電磁波發(fā)生干涉時(shí)，導(dǎo)致電磁能發(fā)生匯聚而在禁帶中出現(xiàn)缺陷模.另外等離子體本身又是一種耗散性介質(zhì)，電磁波在其中傳播時(shí)電磁波的一部分能量將轉(zhuǎn)換成為等離子體的內(nèi)能.周期常數(shù)N越大意味著對(duì)缺陷模的衰減作用越強(qiáng)，因此缺陷模透射峰會(huì)隨著N的增大而減小.圖5為缺陷層位置參數(shù)M分別取 2，3，4，5，6，7，8，9，10 的透射系數(shù)頻譜. 由圖 5可知，缺陷模頻率大小與參數(shù)M無關(guān)，參數(shù)M只會(huì)影響缺陷模透射峰值的大小.線缺陷對(duì)周期性和對(duì)稱性破壞越大，入射波在缺陷層中的諧振和耦合作用就越強(qiáng)，缺陷模透射峰值就越大.因此 M=6時(shí)缺陷透射峰值最大.綜上所述，增加周期常數(shù)N和改變?nèi)毕輰游恢肕只會(huì)影響缺陷模峰值的大小而不能改變?nèi)毕菽ｎl率.

圖4 不同周期常數(shù)的透射系數(shù)頻譜 (a)N=9，11，(b)N=15，20

圖 5 M=2，3，4，5，6，7，8，9，10 的透射系數(shù)頻譜

4.3.R和a對(duì)缺陷模的影響

圖6給出了介質(zhì)圓柱半徑 R分別等于1，2.5，3.5，5 mm的透射系數(shù)頻譜，圖7給出了介質(zhì)圓柱半徑R=0.5—5 mm的三維透射系數(shù)頻譜.由圖6和圖7可知，光子禁帶的帶寬會(huì)隨著R的增大而逐漸減小，禁帶的中心頻率向低頻方向移動(dòng).同時(shí)缺陷模頻率也將向低頻方向移動(dòng)，缺陷模透射峰值逐漸減小.當(dāng)R增大到a/2時(shí)，已不存在光子禁帶和缺陷模.這是因?yàn)楫?dāng)R=a/2時(shí)彼此相鄰的介質(zhì)圓柱已經(jīng)相切，此時(shí)的光子晶體已變成用非磁化等離子體填充相對(duì)介電常數(shù)為ε1的介質(zhì)構(gòu)成的二維光子晶體.介質(zhì)背景的介電常數(shù)相對(duì)等離子體來說較大，此時(shí)在TM模式下光子晶體不會(huì)有明顯的禁帶，自然缺陷模也不存在.圖8給出了晶格常數(shù)a分別等于9，10，14，15 mm 的透射系數(shù)頻譜，圖 9給出了晶格常數(shù)a取值5—15 mm的三維透射系數(shù)頻譜.由圖8和圖9可知，光子禁帶的帶寬會(huì)隨著a的增大而逐漸減小，禁帶的中心頻率向低頻方向移動(dòng)，光子禁帶的數(shù)目將逐漸減少.缺陷模將會(huì)隨著a的增大而向低頻方向移動(dòng)，缺陷模透射峰值逐漸減小，直至最后完全消失.改變R和a的大小實(shí)質(zhì)上是改變填充率f(f=πR2/a2)的大小.改變R時(shí)，填充率 f的變化范圍是［0.009，0.785］，改變 a時(shí)，填充率f的變化范圍是［0.087，0.785］.如果填充率取值較大，如f≥0.785時(shí)，等離子體光子晶體的性質(zhì)將發(fā)生變化，此時(shí)在TM模式下不能產(chǎn)生光子禁帶和缺陷模.如果填充率取值較小，如f∈［0.009，0.089］時(shí)，等離子體光子晶體產(chǎn)生的禁帶中不存在缺陷模，因?yàn)榇藭r(shí)填充的介質(zhì)圓柱對(duì)入射電磁波的反射、散射和耦合作用較弱，入射電磁波能量大部分已經(jīng)被等離子體吸收，很難在缺陷層中諧振出較為明顯的缺陷模.

圖 8 a=9，10，14，15 mm 的透射系數(shù)頻譜

綜上所述，要產(chǎn)生明顯的缺陷模，等離子體光子晶體的填充率最小應(yīng)滿足 f∈［0.158，0.240］，此時(shí)減小R和a的大小可以實(shí)現(xiàn)對(duì)禁帶的拓展，禁帶的中心頻率向高頻方向移動(dòng).在禁帶中有明顯的缺陷模，且缺陷模頻率向高頻方向移動(dòng)，缺陷模透射峰值也將同時(shí)增大.在填充率一定的情況下，改變介質(zhì)圓柱半徑R和晶格常數(shù)a的大小，可以在拓展禁帶帶寬的同時(shí)實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模頻率和透射峰值的調(diào)整.

4.4.r和b對(duì)缺陷模的影響

圖10給出了缺陷層介質(zhì)圓柱半徑r分別等于2，2.5，3.5，4 mm 的透射系數(shù)頻譜，圖 11給出了缺陷層介質(zhì)圓柱半徑r取值1—5 mm的三維透射系數(shù)頻譜.由圖10和圖11可知，改變 r的大小，對(duì)禁帶帶寬幾乎沒有影響，只對(duì)透射系數(shù)峰值有影響，禁帶中會(huì)出現(xiàn)較為明顯的缺陷模.缺陷模頻率將隨著r的增大，先向低頻方向移動(dòng)，當(dāng) r增加到一定值時(shí)，缺陷模與禁帶下邊帶重合，此時(shí)缺陷模消失.再繼續(xù)增大r，在禁帶的上邊帶將出現(xiàn)一個(gè)新的缺陷模，同時(shí)隨著 r的增大向低頻方向移動(dòng).缺陷模透射峰值大小是隨著r的增大先增大后減小.這是因?yàn)殡姶挪ㄍㄟ^缺陷層時(shí)受到介質(zhì)圓柱反射和散射作用而發(fā)生諧振，而這種電磁波的諧振作用將匯聚很高的電磁能，因此會(huì)隧穿出缺陷而透過光子晶體.r的增大意味著缺陷層介質(zhì)圓柱和介質(zhì)層介質(zhì)圓柱間的相干路徑的增大，發(fā)生干涉的波長也隨之增大，因而缺陷模的頻率減小. 圖 12 給出了 b分別等于 5，7.5，10，12，15 mm的透射系數(shù)頻譜，圖13給出了 b取值5—15 mm的三維透射系數(shù)頻譜.由圖12和圖13可知，改變b的大小幾乎不會(huì)影響禁帶的寬度，禁帶中存在明顯的缺陷模，缺陷模頻率隨著b的增大而向低頻方向移動(dòng)，當(dāng)b增大到一定值時(shí)，缺陷模將隱入禁帶的下邊帶，并且在禁帶上邊帶產(chǎn)生一個(gè)新的缺陷模，再繼續(xù)增加b值，缺陷模頻率將向低頻方向移動(dòng).透射峰值隨著b的增大先逐漸減小然后逐漸增大，最后再逐漸減小.這主要是源于缺陷層的介質(zhì)圓柱對(duì)電磁能量的耦合作用.當(dāng)b較小，如b等于5 mm時(shí)，缺陷層和介質(zhì)層的圓柱相切，電磁能量主要以耦合的形式通過缺陷層，但是隨著b的增大缺陷層對(duì)能量的耦合作用將逐漸減小，所以缺陷模透射峰值表現(xiàn)為逐漸減小，但是當(dāng)b增大到一定值時(shí)，電磁波將會(huì)在缺陷層圓柱的反射和散射作用下而發(fā)生諧振，缺陷層對(duì)電磁能量的耦合作用將變得很小，缺陷層可等效為一個(gè)諧振腔，而電磁能量會(huì)因?yàn)橹C振作用而匯聚，表現(xiàn)為缺陷模的透射峰值逐漸增大，如果再繼續(xù)增加 b，等離子體對(duì)電磁能量的耗散作用將變大，電磁能量轉(zhuǎn)化為等離子體的內(nèi)能，表現(xiàn)為缺陷模透射峰值的減小.綜上所述，可以根據(jù)入射電磁波的頻率選擇合適的r和b值來獲得特定的缺陷模.

圖10 不同缺陷及介質(zhì)圓柱半徑的透射系數(shù)頻譜 (a)r=2，2.5 mm，(b)r=3.5，4 mm

圖11 r取值1—5 mm的三維透射系數(shù)頻譜

圖12 不同中心距離的透射系數(shù)頻譜 (a)b=5，7.5 mm;(b)b=10，12，15 mm

圖13 b取值5—15 mm的三維透射系數(shù)頻譜

圖 14 ωp=2，11，16，21 GHz的透射系數(shù)頻譜

4.5.等離子體參數(shù)對(duì)缺陷模的影響

圖 14 給出了等離子體頻率 ωp=2，11，16，21 GHz的透射系數(shù)頻譜.圖15給出了等離子體頻率ωp取值1—35 GHz的三維透射系數(shù)頻譜.由圖14和圖15可知，等離子體頻率對(duì)禁帶和缺陷模有明顯的調(diào)節(jié)作用，可以在實(shí)現(xiàn)改變禁帶的同時(shí)實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模的移動(dòng).等離子體頻率越大缺陷模頻率越高，缺陷模透射峰值越小，禁帶帶寬也越寬.如ωp=35 GHz時(shí)，禁帶中已經(jīng)不存在缺陷模.當(dāng)缺陷模頻率接近截止區(qū)［23，24］時(shí)，等離子體對(duì)缺陷模的衰減主要是共振衰減，這使得缺陷模透射峰值會(huì)有一個(gè)突然減小的過程.圖16給出了等離子體碰撞頻率ν=2，30，50，62 GHz的透射系數(shù)頻譜.圖17給出了等離子體碰撞頻率ν取值1—80 GHz的三維透射系數(shù)頻譜.由圖16和圖17可知，缺陷模頻率不會(huì)隨著等離子體碰撞頻率的增加而改變，等離子體碰撞頻率的改變只能調(diào)節(jié)缺陷模透射峰值的大小，即隨著等離子體碰撞頻率的增加缺陷模透射峰值先是減少然后增加最后趨于一個(gè)定值，這一點(diǎn)完全符合衰減常數(shù)與等離子體碰撞頻率的關(guān)系［23，24］.

圖15 等離子體頻率ωp取值1—35 GHz的三維透射系數(shù)頻譜

綜上所述，改變等離子體頻率不僅可以調(diào)節(jié)缺陷模頻率和透射峰值的大小，同時(shí)也可以實(shí)現(xiàn)禁帶拓展.調(diào)節(jié)等離子體碰撞頻率的大小不能改變?nèi)毕菽ｎl率的大小，僅能改變?nèi)毕菽Ｍ干浞逯档拇笮?

5.結(jié) 論

本文以微分高斯脈沖為激勵(lì)源，用等離子體的PLCDRC-FDTD算法對(duì)TM波在具有單一線缺陷的二維非磁化等離子體光子晶體中的傳播進(jìn)行了仿真計(jì)算.分析了晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱半徑、周期常數(shù)、等離子體參數(shù)和缺陷層參數(shù)對(duì)缺陷模特性的影響.計(jì)算結(jié)果表明:僅通過增加光子晶體的周期常數(shù)，改變線缺陷層的位置和增加等離子體碰撞頻率不能改變?nèi)毕菽ｎl率的大小，也不能實(shí)現(xiàn)缺陷模的移動(dòng)，僅能改變?nèi)毕菽Ｍ干浞逯荡笮?可以在不改變禁帶寬度的前提下通過改變?nèi)毕輰咏橘|(zhì)圓柱的相對(duì)介電常數(shù)、半徑和缺陷層到介質(zhì)層的中心距離實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模的頻率和透射峰值的調(diào)節(jié)，其實(shí)質(zhì)是調(diào)節(jié)電磁波在缺陷層中的耦合和諧振作用來實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模的調(diào)節(jié).改變晶格常數(shù)、介質(zhì)圓柱的半徑和等離子體頻率可以在改變禁帶寬度的同時(shí)實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模頻率和透射峰值的改變.但是當(dāng)?shù)入x子體頻率遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于入射電磁波頻率時(shí)，將不存在缺陷模.調(diào)節(jié)介質(zhì)圓柱的半徑和晶格常數(shù)的大小，實(shí)質(zhì)上是調(diào)節(jié)填充率的大小，填充率設(shè)定在一定的范圍內(nèi)(如f∈［0.158，0.240］)時(shí)，可以通過改變R和a這兩個(gè)參數(shù)來同時(shí)實(shí)現(xiàn)對(duì)禁帶寬度和缺陷模的設(shè)定.上述分析表明，合理地選擇介質(zhì)圓柱的半徑、晶格常數(shù)、周期常數(shù)、缺陷層參數(shù)和等離子體參數(shù)可以實(shí)現(xiàn)對(duì)缺陷模的調(diào)諧.

［1］John S 1987Phys.Rev.Lett.58 2486

［2］Yablonovitch E 1987Phys.Rev.Lett.58 2059

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PACS:52.77.－ j，42.40.－ w，52.65.－ y，52.27.Lw

Defect mode properties of two-dimensional unmagnetized plasma photonic crystals with line-defect under transverse magnetic mode*

Zhang Hai-Feng1)2)Liu Shao-Bin1)?Kong Xiang-Kun1)3)
1)(College of Information Science and Technology，Nanjing University of Aeronautics and Astronautics，Nanjing 210016，China)
2)(Nanjing Branch，Artillery Academy of the Chinese People，s Liberation Army，Nanjing 211132，China)
3)(Zhenjiang Watercraft Collegeg，Zhenjiang 212003，China)
(Received 18 July 2010;revised manuscript received 6 August 2010)

The piecewise linear current density recursive convolution finite-difference time-domain method of plasma is used to study the defect mode properties of transverse magnetic wave propagation in the two-dimensional unmagnetized plasma photonic crystals with a line-defect layer.In frequency domain，the transmission coefficients of electromagnetic differential Gaussian pulses are computed，and the effect of lattice constant，dielectric column radius，periodic constant，parameters of plasma and parameters of line-defect layer on defect mode properties of two-dimensional unmagnetized plasma photonic crystals are analyzed.The results illustrate that the frequency of defect mode cannot be tuned by changing periodic constant，position of the defect layer and plasma collision frequency，but be tuned by changing relative permittivity and radius of dielectric column in the defect layer，and central distance between defect layer and dielectric layer with the width of prohibit band gaps fixed.Furthermore，the defect mode and the width of prohibit band gaps can also be tuned by changing lattice constant，dielectric column radius and plasma frequency.

plasma，photonic crystals，defect mode，finite-difference time-domain method

*國家自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號(hào):60971122)和國家航空科學(xué)基金(批準(zhǔn)號(hào):2009ZA2008)資助的課題.

?通訊聯(lián)系人.E-mail:lsb@nuaa.edu.cn

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant No.60971122)and the Aviation Science Foundation of China(Grant No.2009ZA2008).

?Corresponding author.E-mail:lsb@nuaa.edu.cn