光在不同界面反射时的Goos—Hanchen位移

分别计算了光由正折射率材料入射到负折射率材料,由负折射率材料入射到正折射率材料,由一种负折射率材料入射到另一种负折射率材料时,反射光束所产生的Goos-H(a)nchen位移. 材料的吸收作用以及TE和TM极化对Goos-H(a)nchen位移的影响被分析.     

在负折射率材料中的Goos-hnchen位移

左手介质具有不同的电磁特性,光入射到RHM-LHM界面上发生全反射时,将会发生一些违反“常规”的现象.本文计算了Goos-hnchen位移,并证明了在RHM-LHM界面,Goos-hnchen移位总是负的,与能流的方向一致.     

单负介质表面的Goos-Hnchen效应

从电磁场基本方程出发推导得到单负介质表面的Goos-Hnchen位移和相移的计算公式,发现:电磁波以任意入射角投射到单负介质表面时只能发生全反射,不存在临界角。对它们进行的数值计算中得出,单负介质表面的Goos-Hnchen位移、相移的符号和大小随入射角大小以及单负介质的介电常数或磁导率的正负的改变而做周期性变化。     

非常偏振光在两单轴晶体界面间的隐失波

通过求解透射波函数和由菲涅尔公式求解反射相位差并对其求导的方法,研究了非常偏振光在两单轴晶体(晶体光轴在入射面内)分界面处发生全反射时的隐失波,分析了全反射条件和反射光与入射光的相位差,给出了非常偏振光在两单轴晶体分界面处隐失波穿透深度和Goos-Hnchen位移的一般表达式.     

电磁波在双轴各向异性左手介质表面的Goos-H?nchen位移

首先详细地推导了在常规介质和双轴各向异性左手介质界面发生的Goos-H?nchen位移表达式,并对此进行了讨论,结果发现负Goos-H?nchen位移的发生并不要求介电常数张量和磁导率张量的所有元素都为负.其次,简要讨论了波通过双轴各向异性左手介质传播时透射波的后向位移.     

近零折射率区超导/介质双层结构的Goos-H?nchen位移

含超导材料的分层纳米结构在诸多领域中有着重要应用。在近零折射率区,理论研究了由超导材料和电介质材料构成的双层结构的Goos-H?nchen(GH)位移。研究表明,超导材料和电介质材料的相对位置对GH位移有很大影响。当入射光掠入射时,GH位移随着入射角的增大而急剧增大。当S波入射时,GH位移随入射角变化的规律较为简单;当P波入射时,GH位移和阈值波长有关。阈值波长定义为超导材料折射率的实部和虚部均为零时的波长,以阈值波长作为分界波长时,GH位移表现出不同的变化规律。研究结果可为基于超导材料的新型光子学器件研究开发提供参考。     

近零介电常数区超导界面的古斯-汉欣位移

对相同的结构,构造材料的光学特性不同,古斯-汉欣(Goos-H?nchen,GH)位移也会不同。在近零介电常数区,对介质-超导界面上反射光的GH位移进行了理论研究。结果表明,GH位移与超导材料介电常数为零时的波长(定义为阈值波长)相关。当入射光波长小于阈值波长时,不同偏振态的入射光的GH位移随入射角和介质折射率的变化规律基本相同。当入射光波长大于阈值波长,对s波,GH位移为正值,而对p波,GH位移为负值。当以阈值波长入射,除了在以接近0°的小角度入射时,GH位移基本保持为某一常数,不随入射角的改变而变化。零折射率材料在光子学领域具有广泛的应用,计算结果为基于超导材料的新型光子学器件研究开发提供了参考。     

浸没环境对自负折射率薄膜表面反射光的Goos-H(a)nchen位移的影响

计算了光从真空-负折射率薄膜-真空,真空-负折射率薄膜-金属, 正折射率介质-负折射率薄膜-真空以及真空-负折射率薄膜-正折射率介质四种复合结构中的负折射率薄膜表面反射的等效反射系数和GH位移.着重比较分析了在正折射率介质-负折射率薄膜-真空,真空-负折射率薄膜-正折射率介质两种结构中正折射率材料的吸收效应对不同入射极化波的GH位移的影响.     

单负介质表面的Goos-H(a)nchen效应

从电磁场基本方程出发推导得到单负介质表面的Goos-H(a)nchen位移和相移的计算公式,发现:电磁波以任意入射角投射到单负介质表面时只能发生全反射,不存在临界角.对它们进行的数值计算中得出,单负介质表面的Goos-H(a)nchen位移、相移的符号和大小随入射角大小以及单负介质的介电常数或磁导率的正负的改变而做周期性变化.     

在负折射率材料中的Goos-h(a)nchen位移

左手介质具有不同的电磁特性,光入射到RHM-LHM界面上发生全反射时,将会发生一些违反"常规"的现象.本文计算了Goos-h(a)nchen位移,并证明了在RHM-LHM界面,Goos-h(a)nchen移位总是负的,与能流的方向一致.     

正负折射率材料组成的一维光子晶体的能带及缺陷模

利用光学传输矩阵方法,研究了由正折射率材料和负折射率材料交替组成的一维光子晶体的能带结构和缺陷模特性.结果表明,在正入射时,含负折射率材料的光子晶体的带隙要比传统的光子晶体要大得多,并具有狭窄的透射带.计算了含有普通电介质缺陷层和特异介质缺陷层两种情况下的透射谱,发现在正入射时,对于正负折射率材料组成的一维光子晶体引入普通电介质缺陷层时,其缺陷模的个数随着缺陷厚度的增大而增多,这种特性在滤波器方面有重要的应用价值.而对于传统光子晶体中引入特异介质缺陷层时,随着缺陷厚度的增大,新的缺陷模并没有出现.     

有限微波波束在对称双三棱镜结构中的Goos-Hnchen与Imbert-Fedorov位移研究

通过实验测量确立了对称双三棱镜结构内受阻全反射的能流模型,并且发现增大或减小两块棱镜的间距d,棱镜空气分界面上反射波束发生的Goos-Hnchen(GH)位移和Imbert-Fedorov(IF)位移也随之增大或减小。为了理论定量研究GH位移和IF位移,从经典电磁理论出发分析了有限Gauss平面波束通过对称双三棱镜后各分界面反射和透射场分布,从而基于能流模型计算出消失态Poynting矢量流中与位移有关的那部分能流。然后借助Renard能流法推出了新的GH位移和IF位移表达式。最后通过数值仿真得出位移随空气隙间距d的变化曲线,并将其与实验结论对比,结果表明所得的理论估算式是有效的。     

一种新型网状结构的零折射率超材料

提出了一种由方形金属环、方形金属片及十字形金属线组成的网状零折射率电磁超材料结构.通过CST仿真计算其传输参数,利用电磁参数反演算法得到结构的等效电磁参数.结果表明,当电磁波垂直入射时,该结构在11.54 GHz附近其等效介电常数、等效磁导率同时接近零,在该频点附近处折射率为零, 实验测试与仿真结果基本一致.通过棱镜仿真研究验证,该结构在该频点处可从负折射区域向正折射区域转换,说明该结构是具有“负-零-正”折射率的平衡结构.     

负Goos-Hnchen位移的理论与实验研究

1947年Goos和Hnchen发现,当电磁波束在玻璃/空气界面全反射时,在返回玻璃内部时有一项发生在入射面内的纵向位移;我们称之为正位移。实际上,稳态相位法的计算表明,位移可以为正、为零,甚至为负。由于界面上的表面波可以是前向型的和后向型的,携带的功率向着不同方向;故当激发起后向型表面波时就可获得入射波束的负位移。在多层结构中,当入射波束波矢的切向分量与表面波传播常数一致时,会发生类谐振现象并导致位移增大。在一般情况下,当光束入射到金属表面,TM极化时GHS为负,并且绝对值比TE极化时大得多。但我们在微波的实验研究表明,在使用金属时可以在TE极化时发生负位移。实验时在全反射界面处为纳米级金属膜,是厚度30nm和60nm的铝膜,它蒸镀在厚18μm聚乙烯膜上。实验还发现,当改变入射角θ1并使之达到约qθ1c(θ1c为全反射临界角,q1)出现类谐振现象,GHS的绝对值可达(5~7)cm。目前尚缺少对这些结果的理论解释。     

关于Goos——Hnchen位移的探讨

本文介绍了Gooe——Hnchen位移的由来,并对其作了简化推导,指出通过该位移的测定,可以得到媒质(?)射率;该原理可作为设计一类偏光器件的物理基础。     

负Goos-H？nchen位移的理论与实验研究

1947年Goos和H？nchen发现,当电磁波束在玻璃/空气界面全反射时,在返回玻璃内部时有一项发生在入射面内的纵向位移;我们称之为正位移。实际上,稳态相位法的计算表明,位移可以为正、为零,甚至为负。由于界面上的表面波可以是前向型的和后向型的,携带的功率向着不同方向;故当激发起后向型表面波时就可获得入射波束的负位移。在多层结构中,当入射波束波矢的切向分量与表面波传播常数一致时,会发生类谐振现象并导致位移增大。〈br〉 在一般情况下,当光束入射到金属表面,TM极化时GHS为负,并且绝对值比TE极化时大得多。但我们在微波的实验研究表明,在使用金属时可以在TE极化时发生负位移。实验时在全反射界面处为纳米级金属膜,是厚度30nm和60nm的铝膜,它蒸镀在厚18μm聚乙烯膜上。实验还发现,当改变入射角θ1并使之达到约qθ1c（θ1c为全反射临界角,q＆gt;1）出现类谐振现象,GHS的绝对值可达（5~7）cm。目前尚缺少对这些结果的理论解释。     

含负折射率材料的一维光子晶体光学传输特性研究

采用光学传输矩阵方法,研究了由正折射率材料和负折射率材料交替组成的一维光子晶体中带有缺陷层时的光学传输特性.计算了含有普通电介质插层和有吸收的介质插层两种情况下的透射谱.结果表明,在正入射时,对于普通电介质插层,随插层厚度的增大,缺陷模的个数增多;对于有吸收特性的介质插层,随插层厚度的增大和吸收特性的增强,缺陷模式并没有出现,而是表现为对透射峰的明显增益.     

各向异性异质材料中的Goos-Hnchen位移研究

对单轴各向异性材料中的负折射进行了讨论,并对具有负折射率的准左手介质(NI-QLHM)表面的古斯-汉森位移进行了详细的理论研究,给出了横电(TE)波和横磁(TM)波入射时的古斯-汉森位移d和穿透深度dz的表达式.对TE入射波的情况进行了数值模拟,结果显示,在μz0的情况下,频率ω分布在4~6GHz之间时,各向异性材料为NI-QLHM.而磁导率分量|μz|越小,在NI-QLHM频率区域越容易实现全反射;随着频率的增加,临界角减小,从而发生全反射的入射角的范围增加,同时也将导致准左手化材料的有效折射率减小.结果还显示,对于同一个入射角,随着频率ω的增加,古斯-汉森位移减小,即随着折射率n的减小,古斯-汉森位移减小.而穿透深度dz与古斯-汉森位移d相对应,穿透深度越大,古斯-汉森位移也越大.     

消失态与Goos-H(a)inchen位移研究

假定媒质1中有一个光束以入射角0.向两媒质组成的界面入射,而界面两侧的媒质折射率为,n1、n2(n1>n2),入射角大于临界角即θ1>θ2 ;那么几何光学预期将发生全反射.但在实际上,光束进入了媒质2并在与界面平行方向前行一段距离,然后才返回媒质1.反射光束的令人惊奇的平移于1947年由Coos和H(a)nchen测出.在媒质2中,波由两个渡数所描述--与界面平行方向k11=kon1sinθ1,与界面垂直方向的虚波数k⊥=jko√n21sin2θ1-n22;而在垂直方向波呈指数式下降,即消失态.本文对消失态与GH位移作原理性研究,特别关注双界面问题.正如人们后来所知,部分反射时在入射波束与反射波束之间也有位移.然而,关于GH位移的精确理论至今尚不存在,实验研究变得重要了.例如,关于GHS谐振.关于反向GH位移,关于负群延时等等,均有待作进一步研究.     

球形电磁波集中器内的光线跟踪研究

利用几何光学理论,引入了光线在超介质材料中的哈密顿量,通过求解光线运动方程,获得了光线在三维球形电磁波集中器内的传输轨迹,比较直观地解释了光线在超介质材料,尤其是负折射率材料中的传播过程.计算表明,只有在器件实际尺寸范围内的入射光线会受到影响.当包裹层内介电常数和磁导率为正时,只有在转换区域范围以内的入射光线进入被包裹核内;当包裹层为负折射率材料时,在器件实际尺寸范围内的入射光线都会进入被包裹核,并且随着压缩率的增加,核内的光线逐渐向中心轴线处靠近,实际光线占据的区域向中心轴缩小,核内其他区域由入射波的激发光线占据,并且在器件内部形成循环回路,此部分光线对器件外的光线传输无影响.给出了光线在超介质材料器件中传播轨迹的定量结果,对理解超介质材料中的电磁波传播行为有重要的参考意义.