[{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BlogPosting","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/bragg-spiegel-wikipedia\/#BlogPosting","mainEntityOfPage":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/bragg-spiegel-wikipedia\/","headline":"Bragg-Spiegel – Wikipedia","name":"Bragg-Spiegel – Wikipedia","description":"before-content-x4 Trois miroirs Bragg qui ont leur bande d’arr\u00eat dans la zone jaune, rouge et bleu de la lumi\u00e8re optique","datePublished":"2023-10-26","dateModified":"2023-10-26","author":{"@type":"Person","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/author\/lordneo\/#Person","name":"lordneo","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/author\/lordneo\/","image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","url":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","height":96,"width":96}},"publisher":{"@type":"Organization","name":"Enzyklop\u00e4die","logo":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","width":600,"height":60}},"image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/7\/79\/Dielectric_filter_complementary_colors.jpg\/220px-Dielectric_filter_complementary_colors.jpg","url":"https:\/\/upload.wikimedia.org\/wikipedia\/commons\/thumb\/7\/79\/Dielectric_filter_complementary_colors.jpg\/220px-Dielectric_filter_complementary_colors.jpg","height":"164","width":"220"},"url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/all2fr\/wiki1\/bragg-spiegel-wikipedia\/","wordCount":20327,"articleBody":"     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});before-content-x4 Trois miroirs Bragg qui ont leur bande d’arr\u00eat dans la zone jaune, rouge et bleu de la lumi\u00e8re optique et refl\u00e8tent cette partie (\u00e0 gauche). La partie transmise de la lumi\u00e8re appara\u00eet dans la couleur compl\u00e9mentaire (\u00e0 droite). UN Vantard (abr\u00e9g\u00e9 DBR depuis R\u00e9flecteur Bragg distribu\u00e9 ) d\u00e9signe un r\u00e9flecteur efficace qui est utilis\u00e9 dans les \u00e9chelles lumineuses ou dans les r\u00e9sonateurs optiques. Il se compose de couches minces altern\u00e9es de diff\u00e9rents indices de r\u00e9fraction. Les couches se composent principalement de di\u00e9lectriques. C’est pourquoi vous utilisez \u00e9galement le terme dans un tel r\u00e9flecteur miroir di\u00e9lectrique . Une partie de l’onde \u00e9lectromagn\u00e9tique de la lumi\u00e8re se refl\u00e8te sur chaque couche de bordure selon les formules de Fresnel. Si la longueur d’onde est proche de la longueur des quatre temps des couches, les rayons r\u00e9fl\u00e9chis interf\u00e8rent de mani\u00e8re constructive et un r\u00e9flecteur de haute qualit\u00e9 est cr\u00e9\u00e9. La zone dans laquelle la r\u00e9flexion est tr\u00e8s \u00e9lev\u00e9e s’appelle la bande d’arr\u00eat. La lumi\u00e8re, dont la longueur d’onde est \u00e0 l’int\u00e9rieur du ruban d’arr\u00eat, ne peut pas se propager dans la structure.  Les 4 premi\u00e8res couches d’un miroir Bragg. Chaque emplacement a une longueur optique de        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4\u03bb04{displayStyle {frac {lambda _ {0}} {4}}}        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4. Cela cr\u00e9e la longueur d’onde de \u03bb0{displaystyle lambda _ {0}} Interf\u00e9rence constructive.  R\u00e9fl\u00e9ativit\u00e9 calcul\u00e9e d’un niveau de Bragg id\u00e9al dans la zone de la bande d’arr\u00eat. Les niveaux de Bragg sont constitu\u00e9s de couches minces di\u00e9lectriques altern\u00e9es avec un indice de r\u00e9frig\u00e9ration faible et \u00e9lev\u00e9. La r\u00e9flectivit\u00e9 maximale pour une longueur d’onde est obtenue lorsque toutes les couches ont une \u00e9paisseur optique de exactement un quart de la longueur d’onde. Dans l’esquisse \u00e0 droite, 4 couches d’un miroir Bragg sont illustr\u00e9es. Si la lumi\u00e8re frappe le miroir Bragg verticalement, elle se produit aux interfaces de l’indice de r\u00e9frig\u00e9ration faible ( n L {displaystyle n_{L}} ,        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4n H {displaystyle n_ {h}} ) Pour un d\u00e9calage de phase du vecteur de champ \u00e9lectrique de la lumi\u00e8re d’une demi-longueur d’onde l 2 {displayStyle {frac {Lambda} {2}}} . Cependant, ce n’est pas le cas avec les transitions de l’indice de r\u00e9frig\u00e9ration \u00e9lev\u00e9 \u00e0 faible. Afin de cr\u00e9er une interf\u00e9rence constructive du niveau de Bragg, la diff\u00e9rence de phase enti\u00e8re doit \u00eatre un multiple de la longueur d’onde de la lumi\u00e8re incidente. Afin d’obtenir une interf\u00e9rence constructive sur toutes les couches de bordure, la longueur optique de chaque film mince doit l 2 {displayStyle {frac {Lambda} {2}}} \u00eatre. La condition pour la r\u00e9flectivit\u00e9 maximale du niveau de Bragg peut d\u00e9sormais \u00eatre d\u00e9termin\u00e9e comme suit. Pour une interf\u00e9rence constructive, l’ensemble du d\u00e9calage de phase doit m {displaystyle m} la longueur d’onde de la lumi\u00e8re incidente. 2 n Ld L+ \u03bb2= 2 n Hd H+ \u03bb2= m l {displayStyle 2n_ {l} d_ {l} + {frac {lambda} {2}} = 2n_ {h} d_ {h} + {frac {lambda} {2}} = mlambda} Il en r\u00e9sulte la condition suivante pour la longueur optique des couches minces du niveau de Bragg. n Hd H= n Ld L= (2m\u22121)\u03bb4{displayStyle n_ {h} d_ {h} = n_ {l} d_ {l} = {frac {(2m-1) lambda} {4}}} Un miroir Bragg montre donc une interf\u00e9rence constructive dans plusieurs longueurs d’onde. Il existe donc plusieurs zones de longueur d’onde d’interf\u00e9rence constructive dans laquelle un maximum de r\u00e9flexion se produit. La longueur d’onde pour la r\u00e9flectivit\u00e9 maximale m = d’abord {displayStyle m = 1} est accompli, est comme l 0 {displaystyle lambda _ {0}} D\u00e9crit et se trouve au milieu de la bande d’arr\u00eat dite d’un niveau de Bragg. Dans l’image \u00e0 droite, le spectre de r\u00e9flexion calcul\u00e9 d’un niveau de Bragg dans la zone de la bande d’arr\u00eat et l 0 {displaystyle lambda _ {0}} montr\u00e9. La r\u00e9flectivit\u00e9 pour cette longueur d’onde: [d’abord] R = [no(n2)2N\u2212ns(n1)2Nno(n2)2N+ns(n1)2N]2, {displayStyle r = Left [{frac {n_ {o} (n_ {2}) ^ {2n} -n_ {s} (n_ {1}) ^ {2n}} {n_ {o} (n_ {2}) ^ {2n} + n_ {s} (n_ {1} 2},} par lequel n O {Displaystyle n_ {o}} L’indice de r\u00e9fraction du milieu ambiant est, n d’abord {displaystyle n_ {1}} et n 2 {displayStyle n_ {2}} Les indices de r\u00e9fraction des deux mat\u00e9riaux et n s {displayStyle n_ {s}} l’indice de r\u00e9fraction du substrat. N {displaystyle n} est le nombre de paires de calques. \u00c0 condition que les deux mat\u00e9riaux aient des indices de r\u00e9fraction diff\u00e9rents lim N \u2192 \u221e R = d’abord {DisplayStyle Lim Limits _ {nto infty} r = 1} . Il est donc possible d’obtenir une r\u00e9flectivit\u00e9 \u00e9lev\u00e9e si seulement suffisamment de paires de d\u00e9calage sont utilis\u00e9es. La largeur de fr\u00e9quence D F 0 {displaystyle delta f_ {0}} de la bande d’arr\u00eat est calcul\u00e9 comme suit: [2] \u0394ff0= 4\u03c0arcsin \u2061 | n1\u2212n2n1+n2| {DisplayStyle {frac {delta f} {f_ {0}}} = {frac {4} {pi}} arcsin Leftvert {frac {n_ {1} -n_ {2}}} {n_ {1} + n_ {2}}}} droite droite} . Reflexionsgrad [ Modifier | Modifier le texte source ]]  Illustration pour d\u00e9river la m\u00e9thode de transfert de matrice \u00e0 l’aide d’un film mince sur un substrat Dans cette section, le calcul de la r\u00e9flectivit\u00e9 R {displaystyle r} d’un niveau de Bragg expliqu\u00e9. Le lecteur peut s’orienter vers la droite sur l’image, o\u00f9 un film mince est d\u00e9crit sur un substrat. Une onde \u00e9lectromagn\u00e9tique se refl\u00e8te sur l’interface entre l’air et le film mince. L’arbre entrant et la longueur d’onde r\u00e9fl\u00e9chie ont les vecteurs d’onde k0\u2192{DisplayStyle {thing {k_ {0}}}} et k0\u2032\u2192{DisplayStyle {Thing {k ‘_ {0}}}} . De plus, l’onde, qui est en transit la premi\u00e8re interface, a le vecteur d’onde k1\u2192{DisplayStyle {Thing {k_ {1}}}} Et l’onde r\u00e9fl\u00e9chie sur la deuxi\u00e8me interface est \u00e0 travers k1\u2032\u2192{DisplayStyle {thing {k ‘_ {1}}}} d\u00e9crit. En fin de compte, la vague s’est propag\u00e9e dans le substrat k2\u2192{DisplayStyle {Thing {k_ {2}}}} . Les vecteurs de la force du champ magn\u00e9tique H\u2192{displayStyle {vec {h}}} ainsi que la force du champ \u00e9lectrique E\u2192{displayStyle {vec {e}}} sont \u00e9tiquet\u00e9s de mani\u00e8re analogue. Les vecteurs de la force du champ magn\u00e9tique pointent vers le niveau d’image (marqu\u00e9 par une croix) dans des ondes r\u00e9fl\u00e9chies et du niveau de l’image pour les ondes entrantes (marqu\u00e9es par un point). Lors du premier transfert de phase, la condition suivante doit s’appliquer aux amplitudes correspondantes des vecteurs de r\u00e9sistance au champ \u00e9lectrique. Cela d\u00e9coule des \u00e9quations de Fresnel, qui indiquent que les composants tangentiels des vecteurs de champ \u00e9lectrique doivent \u00eatre stables \u00e0 une interface. [3] ET 0+ ET 0\u2032 = ET 1+ ET 1\u2032 {DisplayStyle e_ {0} + e_ {0} ‘= e_ {1} + e_ {1}’} Il en va de m\u00eame pour les amplitudes de la force du champ magn\u00e9tique. Cependant, comme l’orientation des vecteurs est invers\u00e9e dans la r\u00e9flexion, les amplitudes r\u00e9fl\u00e9chies sont d\u00e9duites. H 0– H 0\u2032 = H 1– H 1\u2032 {displayStyle h_ {0} -h_ {0} ‘= h_ {1} -h_ {1}’} Les amplitudes de la force du champ magn\u00e9tique peuvent \u00eatre exprim\u00e9es par les amplitudes correspondantes de la r\u00e9sistance du champ \u00e9lectrique. On utilise la relation H = n \u03bccET {DisplayStyle h = {frac {n} {mu c}} e} . L’indice de r\u00e9fraction est \u00e0 travers n {displaystyle n} repr\u00e9sent\u00e9 pendant que c 0 {displayStyle c_ {0}} repr\u00e9sente la vitesse de la lumi\u00e8re dans le vide et la perm\u00e9abilit\u00e9 magn\u00e9tique m {displaystyle mu} est caract\u00e9ris\u00e9. En supposant que la perm\u00e9abilit\u00e9 magn\u00e9tique relative est d’environ 1 pour tous les mat\u00e9riaux impliqu\u00e9s, vous obtenez les \u00e9quations suivantes c 0 {displayStyle c_ {0}} et m {displaystyle mu} peut raccourcir. [4] n 0( ET 0– ET 0\u2032 ) = n 1( ET 1– ET 1\u2032 ) {displayStyle n_ {0} (e_ {0} -e_ {0} ‘) = n_ {1} (e_ {1} -e_ {1}’)} Ainsi, les conditions constantes de la premi\u00e8re interface sont exprim\u00e9es avec deux \u00e9quations par les amplitudes des forces de champ \u00e9lectrique. Il en va de m\u00eame pour la deuxi\u00e8me interface. Pour ce faire, les amplitudes doivent ET d’abord {displayStyle e_ {1}} et ET d’abord \u2032 {displayStyle e ‘_ {1}} mais sont \u00e9crits avec un phasenterm suppl\u00e9mentaire. Les deux amplitudes sans phasentm correspondent aux conditions de la premi\u00e8re interface. Puisque le vecteur d’onde de l’onde transmise se montre dans une direction x positive, l’amplitude sur la deuxi\u00e8me interface est k d’abord d d’abord {displayStyle k_ {1} d_ {1}} d\u00e9crit. Depuis le vecteur d’onde k1\u2032\u2192{DisplayStyle {thing {k ‘_ {1}}}} montre dans une direction X n\u00e9gative, le d\u00e9calage de phase correspondant peut \u00eatre utilis\u00e9 – k d’abord d d’abord {displayStyle -K_ {1} d_ {1}} \u00eatre \u00e9crit. Caract\u00e9ris\u00e9 dans les deux cas d d’abord {displayStyle d_ {1}} L’\u00e9paisseur de la couche du film mince. \u00c0 l’aide de ces consid\u00e9rations, vous obtenez deux \u00e9quations pour la deuxi\u00e8me interface. ET 1C’est ik1d1+ ET 1\u2032 C’est \u2212ik1d1= ET 2{displayStyle e_ {1} e ^ {mathrm {i} k_ {1} d_ {1}} + e_ {1} ‘e ^ {- mathrm {i} k_ {1} d_ {1}} = e_ {2}}} n 1ET 1C’est ik1d1– n 1ET 1\u2032 C’est \u2212ik1d1= n 2ET 2esclaves mm Vous \u00e9crivez maintenant les deux \u00e9quations avec une partie imaginaire et r\u00e9elle: ( ET 1+ ET 1\u2032 ) cos \u2061 ( k 1d 1) + je ( ET 1– ET 1\u2032 ) p\u00e9ch\u00e9 \u2061 ( k 1d 1) = ET 2MM Slaves (Leles (Re 2 Refines) Mub\u00e9p M Humm M K\u00f3i 1 K\u00f3e Mumm) M\u0254: n 1( ET 1– ET 1\u2032 ) cos \u2061 ( k 1d 1) + je n 1( ET 1+ ET 1\u2032 ) p\u00e9ch\u00e9 \u2061 ( k 1d 1) = n 2ET 2MM Slamed and Embal States – EMP_PEM 1 Reek\u00f3t 1 Reekom) Malm 1 1: 1 mAb) 12-12-1 Avec les conditions constantes expliqu\u00e9es au d\u00e9but, les deux derni\u00e8res \u00e9quations peuvent \u00eatre utilis\u00e9es pour \u00e9crire sur la forme matricielle. M (E0+E0\u2032n0(E0\u2212E0\u2032))= (E2n2E2)mm slavetimate emalime […] emkeh […] malm happik mal hor horr hormm m\u00f3e m\u00f3e m 22-2 2-2) 22-2 et M = (cos\u2061(k1d1)in1sin\u2061(k1d1)in1sin\u2061(k1d1)cos\u2061(k1d1)){displayStyle m = {begin} d_ {1}) & cos (k_ {1} d_ {1}) end {pmatrix}}} Enfin, tu as toujours divis\u00e9 \u00e0 travers ET 0 {displayStyle e_ {0}} et inverse la matrice M {displaystyle m} pour M \u2032 {displaystyle m ‘} C’est ainsi que vous arrivez \u00e0 ce qui suit. La premi\u00e8re \u00e9quation contient le coefficient de r\u00e9flexion r = E0\u2032E0{displayStyle r = {frac {e ‘_ {0}} {e_ {0}}}} , ainsi que les coefficients de transmission t = E2E0{displayStyle t = {frac {e_ {2}} {e_ {0}}}} . (1n0)+ (1\u2212n0)r = M \u2032 (1n2)t mm slavey tlexate em empie emal happi sym hym hor hor m hormmmail m\u00f3i m hupmonkor hym horm hym hym 12-2 1-4 M \u2032 = (cos\u2061(k1d1)\u2212in1sin\u2061(k1d1)\u2212in1sin\u2061(k1d1)cos\u2061(k1d1)){displayStyle m ‘= {begin {pmatrix} cos (k_ {1} d_ {1}) & – {frac {mathrm {i}} {n_ {n_ {n_ {n_ {1 {1} d_ {1}) & cos (k_ {1} d_ {1}) end {pmatrix}}}}  Esquisse pour calculer le calcul de la r\u00e9flectivit\u00e9 d’un miroir Bragg \u00e0 l’aide de la m\u00e9thode de transfert de matrice Vous pouvez donc calculer \u00e0 la fois les coefficients de transmission et de r\u00e9flexion pour un film mince sur un substrat. Afin de pouvoir calculer la r\u00e9flectivit\u00e9 d’un miroir Bragg, vous devez tenir compte de plusieurs couches. Cela peut \u00eatre fait en utilisant une matrice pour chaque film mince de l’\u00e9quation ci-dessus. En parlant de fa\u00e7on vivante, cela signifie que les conditions de la premi\u00e8re interface peuvent \u00eatre d\u00e9termin\u00e9es sur la base de la couche N-ten. Ceci est illustr\u00e9 dans l’illustration \u00e0 droite. Cette m\u00e9thode est appel\u00e9e m\u00e9thode de transfert de matrice. [4] (1n0)+ (1\u2212n0)r = M 1\u2032 M 2\u2032 … M N\u22121\u2032 M N\u2032 (1ns)t {displayStyle {binom {1} {n_ {0}}} + {binom {1} {- n_ {0}}} r = m_ {1} ‘m_ {2}’ ldots m_ {n-1} ‘M_ {n}’ {binom {1} {n_ {s} En fin de compte, la formule ci-dessus arrive \u00e0 la r\u00e9flectivit\u00e9 maximale du niveau de Bragg R = r 2 {displayStyle r = r ^ {2}} Avec la longueur d’onde l 0 {displaystyle lambda _ {0}} . On utilise le fait qu’avec la longueur d’onde l 0 {displaystyle lambda _ {0}} pour k d {DisplayStyle KD} Tirme la valeur de Pi 2 {displayStyle {frac {pi} {2}}} ont. R = [no(n2)2N\u2212ns(n1)2Nno(n2)2N+ns(n1)2N]2{displayStyle r = Left [{frac {n_ {o} (n_ {2}) ^ {2n} -n_ {s} (n_ {1}) ^ {2n}} {n_ {o} (n_ {2}) ^ {2n} + n_ {s} (n_ {1} 2}} Bande passante [ Modifier | Modifier le texte source ]] Dans la section pr\u00e9c\u00e9dente, il a \u00e9t\u00e9 expliqu\u00e9 que le coefficient de r\u00e9flexion sur la couche sup\u00e9rieure du niveau de Bragg peut \u00eatre calcul\u00e9 \u00e0 l’aide de la m\u00e9thode de transfert de matrice. En convertissant l’\u00e9quation de transfert de matrice du chapitre pr\u00e9c\u00e9dent, l’expression suivante peut \u00eatre atteinte, qui est les amplitudes de la r\u00e9sistance au champ magn\u00e9tique et \u00e9lectrique Avec = 0 {D\u00e9plastyle z = 0} Avec les amplitudes \u00e0 Avec = d d’abord + d 2 = d {displayStyle z = d_ {1} + d_ {2} = d} li\u00e9 ensemble. Voici les \u00e9paisseurs des deux premiers emplacements du niveau de Bragg d {displayStyle d} r\u00e9sum\u00e9. Selon les versions de la derni\u00e8re section, la matrice de transfert est \u00e0 travers M d = M d’abord \u2032 M 2 \u2032 {displayStyle m_ {d} = m ‘_ {1} m’ _ {2}} donn\u00e9. (E(0)H(0))= M d(E(d)H(d))m Discutez de ce yleple em emol Route Empah) h reppie m\u00f3e m h r\u00e9primaire) Mjoyi Hjoyi Hupe Huph Pour continuer \u00e0 continuer, le th\u00e9or\u00e8me Bloch est utilis\u00e9. Les amplitudes d’une onde \u00e9lectromagn\u00e9tique dans un milieu avec un indice de r\u00e9fraction vari\u00e9 p\u00e9riodiquement avec une longueur d’\u00e9poque d {displayStyle d} sont \u00e0 Avec = d {displayStyle z = d} \u00c0 travers leurs valeurs \u00e0 Avec = 0 {D\u00e9plastyle z = 0} donn\u00e9, multipli\u00e9 par un facteur de phase C’est je K d {displaystyle e ^ {ikd}} . Le vecteur d’onde de la propagation de l’onde \u00e9lectromagn\u00e9tique au niveau de Bragg est \u00e0 travers K {displaystyle k} donn\u00e9. [5] [6] En fin de compte, vous arrivez \u00e0 l’expression suivante: (E(0)H(0))= C’est \u2212iKd(E(d)H(d))m tume feley em .. Si vous combinez les deux premi\u00e8res \u00e9quations de cette section, vous arrivez \u00e0 l’\u00e9quation de valeurs propres suivantes: M d(E(d)H(d))= C’est \u2212iKd(E(d)H(d))MMS Slepent ylem States Em Em Hopah) Hjoy Mpih Mpio Mom Mom Mom \u00c9proom) Mjoyi) Mupe) Mupe) Mupe) Le but est maintenant une expression pour le vecteur de vagues K {displaystyle k} trouver. Lorsque ces valeurs imaginaires acceptent, les composants de l’onde \u00e9lectromagn\u00e9tique chutent de fa\u00e7on exponentielle avec l’\u00e9paisseur de la couche. Cela signifie que l’onde \u00e9lectromagn\u00e9tique ne peut pas se propager dans le miroir. La zone du K {displaystyle k} est imaginaire, correspond \u00e0 ces gammes de longueurs d’onde dans lesquelles les niveaux de Bragg montrent leurs maxima de r\u00e9flexion. Donc maintenant une expression pour K {displaystyle k} Selon la longueur d’onde, on utilise le fait que le d\u00e9terminant de M d {displaystyle m_ {d}} 1 IS. Le d\u00e9terminant d’une matrice est \u00e9galement donn\u00e9 par le produit de sa propre valeur. Un Valo C’est – iK d {displaystyle e ^ {- mathrm {i} kd}} donn\u00e9, ce qui est d\u00fb au fait que le reste C’est je K d {displaystyle e ^ {ikd}} doit \u00eatre donn\u00e9. Enfin, le sentier de la matrice est M d {displaystyle m_ {d}} d\u00e9fini par la somme des valeurs propres. En fin de compte, l’\u00e9quation suivante est obtenue en utilisant la d\u00e9finition du cosinus avec des fonctions exponentielles imaginaires: C’est \u2212iKd+ C’est iKd= 2 cos \u2061 ( K d ) = 2 cos \u2061 ( k 1d 1) cos \u2061 ( k 2d 2) – (n2n1+ n1n2)p\u00e9ch\u00e9 \u2061 ( k 1d 1) p\u00e9ch\u00e9 \u2061 ( k 2d 2) m Replay yle il pense pour faire des m\u00e2les m\u00e2les syoves m kuk 2yo 2joy kmo quupek) mupekate mupekate mym 22-2 come em 22 raffine_happib) En commutant et en appuyant sur les num\u00e9ros d’ouvrer \u00e0 travers la longueur d’onde l {displaystyle lambda} Vous obtenez \u00e9galement:  Structure de la bande photonique d’un niveau de Bragg id\u00e9al et des spectres de r\u00e9flexion calcul\u00e9s avec un nombre croissant de couches avec un indice de r\u00e9fraction alternatif K = arccos \u2061 ( cos\u2061(k1d1)cos\u2061(k2d2)\u221212(n2n1+n1n2)sin\u2061(k1d1)sin\u2061(k2d2)) {displayStyle k = arccos Left (cos (k_ {1} d_ {1}) cos (k_ {2} d_ {2}) – {fraude {1} {2}} Left ({fraude {n_ {2}} {n_ {1}}} + {fraude} 2} d_ {2}) \u00e0 droite)} K = arccos \u2061 ( cos\u2061(2\u03c0n1d1\u03bb)cos\u2061(2\u03c0n2d2\u03bb)\u221212(n2n1+n1n2)sin\u2061(2\u03c0n1d1\u03bb)sin\u2061(2\u03c0n2d2\u03bb)) {displayStyle k = arccos gauche (cos gauche ({frac {2pi n_ {1} d_ {1}} {lambda}} droit) cos Left ({frac {2pi n_ {2} d_ {2}} {lambda}} droite) – {frac {1}} }} {n_ {1}}} + {frac {n_ {1}} {n_ {2}}} droite) Sin Left ({frac {2pi n_ {1} d_ {1}} {Lambda}} droite) }} \u00e0 droite) \u00e0 droite)} La derni\u00e8re \u00e9quation d\u00e9crit maintenant le vecteur d’onde K {displaystyle k} Selon la longueur d’onde de la lumi\u00e8re verticale. Une intrigue peut \u00eatre vue dans l’illustration \u00e0 droite, o\u00f9 K {displaystyle k} sur l’axe des x en unit\u00e9s de Pi d {displayStyle {frac {pi} {d}}} est appliqu\u00e9. \u00c0 Pi d {displayStyle {frac {pi} {d}}} prendre des prises K {displaystyle k} Valeurs complexes, ce qui correspond au pic dans le spectre de r\u00e9flexion du niveau de Bragg. Dans l’image \u00e0 droite, les spectres de r\u00e9flexion \u00e0 droite sont \u00e9galement appliqu\u00e9s aux niveaux de Bragg correspondants avec plusieurs couches \u00e0 couches minces. Plus il y a de couches que le miroir a, mieux il correspond \u00e0 un miroir Bragg id\u00e9al et le ruban d’arr\u00eat correspond mieux \u00e0 la zone des vecteurs d’ondes complexes. De plus, comme dans la section pr\u00e9c\u00e9dente, vous pouvez voir que la r\u00e9flectivit\u00e9 augmente avec le nombre de couches de couches minces. Pour un miroir Bragg id\u00e9al avec un nombre infini de couches de couches minces, une expression analytique pour la largeur de la bande d’arr\u00eat peut \u00e9galement \u00eatre trouv\u00e9e. L’argument de l’Arkuskosinus -terms -1 ou 1 est d\u00e9fini, car \u00e0 partir de ces valeurs, il n’est plus d\u00e9fini dans la zone r\u00e9elle. De plus, la diff\u00e9rence de phase est effectu\u00e9e d C’est {displaystyle delta _ {e}} un. Vous pouvez donc r\u00e9sumer les dents du sinus et du cosinus car leurs arguments ont les m\u00eames valeurs dans un miroir Bragg. – d’abord = cos 2\u2061 ( d e) – 12(n2n1+ n1n2)p\u00e9ch\u00e9 2\u2061 ( d e) {DisplayStyle -1 = cos ^ {2} (delta _ {e}) – {frac {1}}} {bigl (} {frac {n_ {2}} {n_ {1}}} + {fratc {n_ {1}} {n_ {2}} {big) En changeant, vous arrivez \u00e0: cos 2\u2061 ( d e) = (n1\u2212n2n1+n2)2{DisplayStyle cos ^ {2} (delta _ {e}) = {bigl (} {frac {n_ {1} -n_ {2}} {n_ {1} + n_ {2}} {bigl) ^ ^ {2}}}}}} Vous pouvez aussi d C’est {displaystyle delta _ {e}} Avec l’aide de la variable auxiliaire D g {DisplayStyle Delta G} \u00e9crire: d e= \u03c0\u03bb02\u03bbe= \u03c02( d’abord \u00b1 D g ) {DisplayStyle delta _ {e} = {frac {pi Lambda _ {0}} {2Lambda _ {e}}} = {frac {pi}}}}} (1pm delta g)} Avec l’aide de la derni\u00e8re \u00e9quation, vous arrivez: cos 2\u2061 ( d e) = p\u00e9ch\u00e9 2\u2061 ( \u00b1 \u03c0\u0394g2) {DisplayStyle cos ^ {2} (delta _ {e}) = sin ^ {2} (pm {fac {pi delta g} {2}})} Enfin, vous obtenez une expression pour la largeur de la bande d’arr\u00eat. Au lieu de la longueur d’onde comme pr\u00e9c\u00e9demment, la bande d’arr\u00eat est exprim\u00e9e par des fr\u00e9quences. La fr\u00e9quence centrale de la bande d’arr\u00eat est F 0 {displayStyle f_ {0}} alors que D F {DisplayStyle Delta F} La largeur de la bande d’arr\u00eat caract\u00e9rise. [2] \u0394ff0= 4\u03c0arcsin \u2061 | n1\u2212n2n1+n2| {DisplayStyle {frac {delta f} {f_ {0}}} = {frac {4} {pi}} arcsin Leftvert {frac {n_ {1} -n_ {2}}} {n_ {1} + n_ {2}}}} droite droite} Les emplacements altern\u00e9s des di\u00e9lectriques d’un miroir Bragg peuvent \u00eatre produits avec diff\u00e9rentes proc\u00e9dures de rev\u00eatement, d’une part par s\u00e9paration de phase gazeuse physique, comme la spastante [7] ou cuire \u00e0 la vapeur [8] D’un autre c\u00f4t\u00e9, s\u00e9paration de phase de gaz chimique [9] ou avec l’aide de la m\u00e9thode Sol Gel [dix] .Une autre fa\u00e7on de produire du miroir de Bragg est le gardien \u00e9lectrochimique des femmes de silicium. Vous pouvez d\u00e9finir la porosit\u00e9 pr\u00e9cis\u00e9ment. Si la porosit\u00e9 varie entre une porosit\u00e9 \u00e9lev\u00e9e et faible, vous obtenez une s\u00e9quence de couches avec un indice de r\u00e9frig\u00e9ration faible et \u00e9lev\u00e9. [11] Contrairement aux m\u00e9thodes mentionn\u00e9es pr\u00e9c\u00e9demment, le poitrine \u00e9lectrochimique permet \u00e9galement la simple mise en \u0153uvre de miroirs avec des profils d’indice de r\u00e9fraction variant r\u00e9guli\u00e8rement (par exemple en forme de sinus). De tels miroirs sont appel\u00e9s filtres \u00e0 rugate. [douzi\u00e8me]  Deux miroirs di\u00e9lectriques dans une structure de test Les niveaux de Bragg sont utilis\u00e9s pour de nombreux lasers semi-conducteurs tels que les milleurs de surface (VCSEL) [13] , lasers semi-conducteurs \u00e0 pompage optiquement (VECSEL), diodes laser, lasers DFB et DBR utilis\u00e9s. Dans de nombreux lasers, les niveaux de Bragg sont utilis\u00e9s comme miroir, car la longueur d’onde est g\u00e9n\u00e9ralement d\u00e9finie avec pr\u00e9cision. Cela signifie que vous pouvez atteindre des r\u00e9flectures beaucoup plus \u00e9lev\u00e9es avec des niveaux de Bragg qu’avec des miroirs m\u00e9talliques. De plus, les niveaux de Bragg peuvent \u00eatre utilis\u00e9s comme miroirs dichroites, qui refl\u00e8tent une couleur presque compl\u00e8tement et transmettent presque compl\u00e8tement les autres couleurs. L’utilisation de \u03bb \/ 2- au lieu de couches \u03bb \/ 4 entra\u00eene un filtre d’interf\u00e9rence et un filtre di\u00e9lectrique lors de l’utilisation de mat\u00e9riaux di\u00e9lectriques. Les niveaux de Bragg peuvent \u00e9galement \u00eatre int\u00e9gr\u00e9s dans les fibres de fibres, par laquelle on parle de grilles de fibre-bragg. Les m\u00eames lois s’appliquent ici qu’avec d’autres miroirs Bragg. En plus des champs d’application d\u00e9crits jusqu’\u00e0 pr\u00e9sent, l’utilisation potentielle des niveaux de Bragg poreux est un sujet de recherche actuel. Des domaines d’application possibles sont disponibles dans le domaine de la chimie analytique ainsi que dans les ruelles. [11] \u2191  C. J. R. Sheppard: Calcul approximatif du coefficient de r\u00e9flexion \u00e0 partir d’un milieu stratifi\u00e9 . Dans: Optique pure et appliqu\u00e9e: Journal of the European Optical Society Part A . 4e ann\u00e9e, Non.  5 , 1995, S.  665 , est ce que je: 10.1088 \/ 0963-9659 \/ 5\/018 , Bibcode: 1995Papop … 4..665S .   \u2191 un b  H. A. MacLeod: Filtres optiques \u00e0 couches minces . 3. \u00c9dition. Institute of Physics Publishing, Bristol \/ Philadelphia 2001, ISBN 0-7503-0688-2 (premi\u00e8re \u00e9dition: 1986).   \u2191  Rice University MOOC: Vagues et optiques. Consult\u00e9 le 11 mai 2017 (Anglais).   \u2191 un b  Paul Anton Letnes: Propagation des ondes dans les structures en couches – conf\u00e9rence. Consult\u00e9 le 11 mai 2017 (Anglais).   \u2191  Femius Koenderink: Conf\u00e9rence \u00e0 l’Amolf Institute for Material Science. (PDF) Consult\u00e9 le 11 mai 2017 (Anglais).   \u2191  Polina Anikeeva: Script de cours des propri\u00e9t\u00e9s MIT-\u00e9lectronique, optiques et magn\u00e9tiques des mat\u00e9riaux. (PDF) Consult\u00e9 le 11 mai 2017 (Anglais).   \u2191  A. Scherer, M. Walther, L. M. M. Sciavone, B. P. van der Gaag, E. D. Beebe: D\u00e9p\u00f4t de miroir di\u00e9lectrique \u00e0 haute r\u00e9flectivit\u00e9 par pulv\u00e9risation de magn\u00e9tron r\u00e9actif . Dans: Journal of Vacuum Science & Technology A: vide, surfaces et films . Groupe  dix , Non.  5 , 1. Septembre 1992, S.  3305\u20133311 , est ce que je: 10.1116 \/ 1 577816 .   \u2191  I-wen Feng Hongxing Jiang: R\u00e9flecteur Bragg distribu\u00e9 SIO2 \/ TIO2 pr\u00e8s de 1,5 \u03bcm fabriqu\u00e9 par \u00e9vaporation par faisceau \u00e9lectronique . Dans: Journal of Vacuum Science & Technology A . 31e ann\u00e9e, 2013, S.  061514 , est ce que je: 10.1116 \/ 1.4823705 .   \u2191  David Masso: R\u00e9flecteur Bragg \u00e0 base de sic monocristal . Dans: Rapports scientifiques . 5e ann\u00e9e 2015, S.  17026 , est ce que je: 10.1038 \/ srep17026 .   \u2191  Rui Almeida: Structures de bande interdite photonique par traitement Sol – Gel . Dans: Opinion actuelle en sciences solides et sciences des mat\u00e9riaux . 7e ann\u00e9e, Non.  2 , 2003, S.  151\u2013157 , est ce que je: 10.1016 \/ S1359-0286 (03) 00045-7 .   \u2191 un b  Claudia Pacolski: Capteurs de cristal photonique bas\u00e9s sur le silicium poreux . Dans: Capteurs . Groupe  13 , Non.  4 , 9. avril 2013, S.  4694\u20134713 , est ce que je: 10.3390 \/ S130404694 .   \u2191  Markus Leitgeb, Christopher Zellner, Michael Schneider, Ulrich Schmid: Miroirs de rugate de carbure de silicium 4H monocristallins poreux . Dans: Mat\u00e9riaux APL . 5e ann\u00e9e, Non.  dix , 2017, S.  106106 , est ce que je: 10.1063 \/ 1 5001876 .   \u2191  Carl Hepburn: Lasers \u00e9mettriques de surface de la cavit\u00e9 verticale (VCSEL). Dans: Guide de Britney Spears sur la physique des semi-conducteurs. R\u00e9cup\u00e9r\u00e9 le 21 septembre 2011 (Anglais).        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