新型人工光學結構——莫爾光子晶體及器件

|作者：李雨欣1　許秀來1,2,3,?

(1 北京大學物理學院 現代光學研究所 人工微結構和介觀物理全國重點實驗室）

(2 北京大學長三角光電科學研究院)

(3 山西大學極端光學協同創新中心)

本文選自《物理》2026年第2期

摘要當兩個周期或取向輕微失配的周期性結構相互疊加時，會在空間形成比原有周期更大的超晶格，即莫爾圖案。在凝聚態物理中，已被證明這是實現平帶與強關聯量子態的重要手段。近年來，這一思想被引入光學體系，催生了莫爾光子晶體這一新型人工光學結構。通過層間失配、相對扭轉或周期微擾，莫爾光子晶體能夠在保持整體空間對稱性的同時顯著抑制光子動能，形成近乎無色散的光學平帶，并在實空間實現強烈的光場局域。文章將系統綜述莫爾光子晶體的形成及平帶物理，并進一步介紹二維和一維莫爾光子晶體，及莫爾光子學在腔量子電動力學系統、低閾值納米激光器、極化激元凝聚以及非線性光學過程增強等方面的前沿進展。

關鍵詞莫爾光子晶體，莫爾超晶格，平帶

01

引 言

在日常生活中，當我們透過重疊的兩層紗窗或重疊的柵欄向外觀察時，往往能夠看到一組周期較大的明暗相間條紋；當我們用手機拍攝電視或電腦屏幕時，畫面中也常呈現彩色的周期性條紋，這些條紋都是莫爾條紋。圖1展示了三類典型的莫爾條紋生成過程，這類條紋的形成源于兩個空間頻率接近的周期性圖案在疊加時產生的差頻現象[1]。在微觀材料體系中，當兩個或多個周期相近但晶格常數略有不同或存在相對旋轉的周期性晶格疊加時，會在更大空間尺度上形成新的長周期晶格，即莫爾超晶格[2]。這種超晶格結構并非簡單的疊加，而是通過電勢場的周期性調制實現了對材料中電子波函數的調控。

圖1　三類典型的莫爾條紋 (a)由兩個周期存在差異的一維周期性光柵疊加，形成一維莫爾圖案；(b)由兩層一維周期性光柵在平面內以特定角度

相對旋轉并疊加時，產生二維莫爾圖案；(c)兩個二維周期性陣列在面內相對旋轉角度

后進行堆疊，形成二維莫爾圖案 [1]

在凝聚態物理中，莫爾條紋不僅是一種幾何圖案，更為電子態與光電特性調控帶來了新的可能。圍繞莫爾晶格的研究首先在二維材料體系中得到系統發展，其中以特定角度扭轉的雙層石墨烯為代表，其部分受調制的電子速度被顯著重整并趨近于零，從而在能帶結構中誘導出平帶態[3]。這種平帶能夠引發許多強關聯電子行為，包括半填充時的關聯絕緣態以及輕微摻雜后的非常規超導相[4，5]，這些結果也直接推動了軌道磁性[6]以及拓撲陳絕緣體[7]等方向的發展。此外，由過渡金屬二硫化物(TMDs)等光電特性優異的二維材料構成的范德瓦耳斯型莫爾異質結，利用其莫爾超晶格形成的周期性勢阱，可以捕獲并局域化層間激子[8]。在離子鍵結合的非范德瓦耳斯型二維鹵化物鈣鈦礦材料中，同樣可以觀測到顯著的基于莫爾現象的激子局域化與光致發光增強[9]。可見，莫爾勢場為電子態與激子態的調控提供了全新的物理維度。

類比于原子的周期性排布對電子的調制，光子晶體作為一種由不同介電常數材料按照周期性方式排列而成的光學微結構，能夠對光子的傳輸進行周期調制，并形成光子禁帶和光子局域態[10，11]。當光波在光子晶體中傳輸時，由于材料介電常數周期性排列，所以光波會發生布拉格散射，形成光子能帶結構。當材料介電常數周期性變化較大時，便會出現光子禁帶。通過在光子晶體中引入點缺陷或線缺陷，光場能量被緊密地局域在極小的空間范圍內，形成具有高品質因子和極小模式體積的缺陷模式，即為光子局域態。在光與物質相互作用方面，光子晶體產生的強局域場可增強光子與物質的耦合強度[12—14]，從而可以研究基于單量子發射體的強耦合器件，實現量子邏輯門[15]、超快全光開關[16]，并為實現多量子比特相干操控及構建片上固態量子光子網絡奠定物理基礎。在激光領域，光子晶體微腔能夠降低激光閾值并縮小器件尺寸，推動了納米激光器的發展[17—19]。光子晶體具有的這些優異性質，為研究腔量子電動力學、量子信息處理以及增強非線性光學效應提供了理想的平臺。

受凝聚態物理學中“通過幾何旋轉構造人工周期勢場”這一思想的啟發，莫爾的概念被進一步引入光學乃至聲學領域[20，21]。在光學系統中，通過構建莫爾光子晶體，可以在純光子體系中實現類似的平帶局域與光場調控。不同于傳統方法中引入點缺陷或線缺陷來實現光場局域，莫爾光子晶體在保持宏觀超晶格整體結構對稱性的同時，通過層間失配、相對扭轉以及光學干涉，抑制光子的動能，形成色散極為平坦的光學平帶，實現光場局域。基于上述研究背景，本文將首先介紹莫爾效應的基礎與平帶物理，隨后重點討論二維與一維莫爾光子晶體的形成及相關器件的最新進展，最后對莫爾結構、莫爾體系的發展以及與其他前沿領域的交叉融合進行展望。

02

莫爾光子晶體及其平帶的形成

莫爾光子晶體由兩層具有周期性排列的光子晶格構成，這兩層晶格之間存在一定的相對旋轉角度或周期失配，從而在空間上形成周期性的錯位，產生長周期的莫爾條紋。平帶是此類體系的核心特征。盡管最初平帶這一概念是在探討鐵磁性時作為理論工具出現[22—24]，但在莫爾超晶格中，平帶的形成可歸因于系統內部多種耦合機制之間的平衡。

根據結構的不同，平帶的產生機制存在具體差異。對于圖2(a)中層間距不為零的雙層二維莫爾光子晶體[25]，常采用連續域模型與耦合模理論來解釋扭曲雙層結構中布洛赫波函數的雜化[26]，莫爾效應通過層間倏逝波耦合產生，平帶由扭轉角

與層間距

h

共同調節。當處于最優層間距時，特定區域耦合強度最高。對于單層共面莫爾光子晶體，圖2(b)為其俯視圖，設計上直接將兩套相對扭轉的二維光子晶格合并刻寫在同一平面薄膜內，其莫爾效應由平面內折射率調制直接產生，不依賴層間耦合 [27—29] 。

圖2 (a)雙層莫爾光子晶體中晶格的形成(子圖為莫爾條紋)[25]；(b)單層共面莫爾光子晶體設計的俯視圖(上圖：兩層之間存在間隔，下圖：將雙層合并為單層)[28]；(c)兩個扭曲單層光子蜂窩晶格的第一布里淵區重疊后形成更小的莫爾布里淵區[30]；(d)層間耦合后，兩個扭曲光子蜂窩晶格中的波矢為

k

Mm 的布洛赫模發生能級分裂(

M

m位于

K

m和

K

m′之間，是原始能帶發生交叉、耦合最強、產生平帶的關鍵位置) [31]

為深入理解平帶的成因，我們從動量空間進行分析。以具有

C

6 對稱性的單層光子蜂窩晶格結構為例，其倒空間

K

點和

K

點附近的能帶結構以狄拉克錐的形式存在。引入第二層相對扭轉的結構后，其狄拉克錐在動量空間中發生偏移，兩層結構所對應的狄拉克錐相互交叉。如圖2(c)所示，長周期的莫爾調制對應著明顯減小的莫爾布里淵區，導致原本單層的大布里淵區能帶結構被折疊并入多個微小的莫爾超晶格倒空間區域 [30] 。在莫爾布里淵區中，不同來源的布洛赫模式分支相交，并通過莫爾倒格矢耦合產生能級劈裂。隨著耦合強度增加，部分能級被推回至狄拉克點對應的特征頻率處合并，其色散斜率顯著 降低，最終形成近乎無色散的平帶 [31] ，如圖2(d)所示。動量空間平帶的形成對應實空間模場的局域化，即平帶模式在實空間上主要分布在莫爾超晶胞的中心位置 [3，32，33] ，從而實現周期性的強模場局域化。除了在特定轉角條件下形成的周期性莫爾超晶格，通過在動量空間鎖定布洛赫模式同樣可以實現在任意連續轉角下的光子局域模式 [34] 。

莫爾平帶為實現多樣的新型光學器件提供了新的維度。在莫爾超晶格結構中，長周期勢場引起了能帶折疊以及不同布洛赫模式的強耦合，使得狄拉克錐在縮小的布里淵區內發生雜化劈裂，從而顯著抑制能帶色散，形成了莫爾平帶。其在動量空間中呈現出無色散的特征，在實空間中對應于光場能量在莫爾超晶胞中心的強局域化，從而實現了對光子群速度的有效調控，為光場操控和光場局域化提供了有效的平臺。

03

二維莫爾光子晶體器件

在二維光子晶體平臺中，莫爾光子晶體納腔在無需復雜局域缺陷設計的情況下即可實現對光學模態的深度調控，且能夠通過光學平帶在時間和空間上實現周期型的強光子束縛，并具備高品質因子

Q

、小模式體積

V

的特性，從而在能帶層面為增強光與物質相互作用提供了新的實現路徑，包括用于實現增強的自發輻射效應、低閾值納米激光器以及強光與物質耦合等。除了作為有源器件，利用莫爾超晶格系統還能夠實現如非線性過程增強和偏振調控等功能。通常情況下為了構建具有強光場限制能力的周期性結構，往往選擇高折射率材料來實現莫爾光子晶體，例如，被動的光場調控器件通常由硅基材料實現，而有源系統可通過Ⅲ-V族半導體或鈣鈦礦等材料構建 。

3.1　零間距雙層莫爾光子晶體器件

腔量子電動力學(CQED)體系[35]為實現高效量子光源及量子邏輯器件提供了關鍵物理平臺，而莫爾納腔所具備的超高

Q

V

比值有助于實現高效、可擴展的片上光與物質相互作用。圖3(a)中的上方子圖是一個典型的、有限周期數的GaAs平臺莫爾光子晶體超晶格結構，該結構的轉角為6.01°，不同顏色的單元區域代表了其不同的空間等價性。這一莫爾結構能夠形成多種平帶光學模式，圖3(a)為莫爾單元中心腔模輻射譜的模擬結果，莫爾腔以一對正交簡并的基模P

，P

y

為代表，它們在單元中心存在緊湊的模式電場分布。由于器件結構存在輕微的對稱性破缺，原本能量簡并的基模會呈現一定的結構劈裂。通過在莫爾腔中集成單量子點，并優化腔模分布的有效面積和莫爾單元支撐區域，可實現Purcell增強的單光子發射 [36] 。測量時間分辨激子熒光光譜可得，與莫爾腔模共振的量子點激子壽命顯著降低，清晰體現了由局域光學態密度增強所導致的量子點自發輻射調控效應，這為基于莫爾光子晶體平臺開展的片上量子光學與腔量子電動力學研究奠定了重要基礎。

圖3 (a)莫爾單元中心的模擬腔模光譜，包含了一對正交簡并模式(上方子圖為典型的莫爾光子晶體超晶格結構的SEM圖像，下方子圖為基模對應的正交簡并模式)[36]；(b)“U”型相位同步莫爾納米激光陣列在實空間中的光場分布[37]；沿動量空間

k

y 方向的極化激元莫爾超晶格器件在不同功率下的色散關系，其中(c)圖為閾值以下的色散曲線，(d)圖證實在閾值以上發生了極化激元凝聚 [30]

另一方面，實現低閾值莫爾納米激光器已成為該領域的重要研究方向。在2021年，馬仁敏課題組通過集成InGaAsP多量子阱作為增益介質，首次通過調控光子晶體層間的扭轉角實現了基于莫爾超晶格的納米激光器，激射閾值低至6 kW·cm?2 [31]。進一步，該課題組在2023年實現了相位同步的可重構莫爾納米激光陣列。即在保持高空間與譜相干性的同時，靈活構建不同幾何形狀的同步激光發射陣列，如圖3(b)所示，為一個實空間“U”型分布的莫爾陣列激射圖樣。隨著泵浦功率增加，該激光陣列的零時延二階關聯函數由熱光特性過渡到相干光[37]。隨后，該課題組結合莫爾單元進一步開發了介質bowtie納米激光器，實現了接近原子尺度的局域化模場激射。具體實驗而言，他們在結構中心部分嵌入了介質bowtie納米天線，隨后通過原子層沉積技術精細調控覆蓋的TiO2薄膜，在空氣間隙區域形成了高度集中的奇異電場分布[38]。

由于激子—極化激元兼具光子的相干性與激子的強相互作用特性，被認為是研究強耦合多體物理、非平衡凝聚以及新型低閾值相干光源的重要平臺。利用二維金屬鹵化物鈣鈦礦極化激元莫爾超晶格，可構建室溫下的激子—極化激元平帶體系，并實現極化激元凝聚[30]。此類莫爾超晶格結構也由具有特定轉角的蜂窩晶格勢場疊加構成，其長周期調制勢在能帶中誘導出了弱色散的平帶態。該極化激元系統隨泵浦功率增加在動量空間中的發光逐漸演化，如圖3(c)，(d)所示，在低于閾值時，極化激元主要占據色散帶，當泵浦接近并超過閾值后，發光逐漸集中到弱色散的莫爾平帶中，并在高對稱動量點形成強烈增強，證明了極化激元向莫爾平帶的凝聚行為。此外，進一步將莫爾光子學引入到等離激元體系中，通過在Au膜中引入旋轉錯位的復合納米結構，構建了莫爾等離激元斯格明子團簇(Moiré plasmonic skyrmion clusters)[39]，該研究不僅實現了對亞波長尺度下光場拓撲性質的精密控制，也為高容量信息存儲構建了新型光子學載體。

3.2　間距不為零的雙層莫爾光子晶體器件

除了空間重疊的雙層光子晶體轉角耦合，間距不為零的雙層莫爾光子晶體也為多樣的新型光學非線性器件研究提供了可能。例如可將莫爾物理與連續譜束縛態(BIC)相結合，從而研究基于轉角雙層光子晶體平板中的莫爾準BIC光學態及其在非線性光學過程中的應用[40]。將兩層GaAs光子晶體平板堆疊并扭轉特定角度形成莫爾超晶格， 在寬角光源入射條件下，莫爾超晶格中準BIC模對基頻光

進行二次諧波信號2

增強的工作原理示意圖如圖4(a)所示。相較于色散型準BIC在不同入射角度下二次諧波的理論產生效率，莫爾平帶型準BIC的二次諧波產生頻率更為一致且效率顯著提升。此外，基于鈮酸鍶鋇光折變晶體平臺，可研究轉角調控下的莫爾光子晶格中的非線性光學行為，實驗觀測到由莫爾幾何誘導的二維光孤子形成過程 [41] 。如圖4(b)所示，左圖為在線性局域—非局域閾值以上，非畢達哥拉斯(non-Pythagorean)旋轉角(對應準周期莫爾晶格)下形成的莫爾晶格，對應的右圖給出了無閾值的孤子形成。由此可見，相比于部分色散仍然存在的周期性莫爾晶格(對應有閾值孤子形成)，非畢達哥拉斯轉角引入的準周期莫爾勢能夠在無非線性補償的情況下顯著抑制線性衍射，從而實現無閾值孤子形成。此外，還有研究表明，通過調節雙層光子晶體的層間隧穿厚度或折射率，可以進一步調控莫爾平帶模式的局域化程度和帶寬，從而實現對光學非線性過程的增強 [42] 。

圖4 (a)空間分離的雙層莫爾超晶格中準BIC態對二次諧波的機制示意圖(紅色光束為入射基頻光

，經過中間黃色雙層光子晶體后，垂直射出產生的二次諧波信號藍色光束2

) [40] ；(b)在線性局域—非局域閾值以上，非畢達哥拉斯旋轉角下形成的莫爾晶格和無閾值的孤子(在極低功率1 nw時，光束呈現局域化狀態)[41]；(c)梯度型莫爾超晶格設計圖(下層為二維方形晶格，上層被圖案化為一維光柵；子圖為三個不同位置的微觀結構放大圖，扭轉角隨著位置變化而變化)[43]；(d)在扭轉角29°、每一層厚度50 nm時，圓二色性隨層間距離和頻率的變化圖(子圖為層間距離可變的超薄扭轉雙層光子晶體示意圖)[44]

盡管上述莫爾光子晶體器件展示了平帶局域、光孤子等豐富的物理現象，但大多數器件完成制造后，扭轉角和層間距被固定，無法進行動態調控。因此，研究者們開始探索能夠對莫爾態進行動態調控的器件。利用梯度型鈣鈦礦莫爾超晶格，可將動態的扭轉角調節映射為靜態的位置選擇，由此控制激光光束出射[43]。如圖4(c)所示，該器件底部灰色區域為二維方格晶格，上層綠色區域被圖案化為一維光柵。上層區域線條長程彎曲，而底部的二維晶格規則排列，因而上下兩層之間的夾角在不同空間位置連續變化。子圖展示了其三個不同位置的微觀結構，上下兩層的相對夾角從0度逐漸變化，即“梯度莫爾”。在動量空間中，莫爾誘導的帶邊模式隨著扭轉角變化而表現出強烈的依賴性，當扭轉角從0°增長到20°時，這些模式發生了明顯的移動，因而激光的出射方向相應改變。此研究打破了傳統莫爾扭轉角固定的限制，使得通過空間位置的變化映射出連續變化的扭轉角，實現了控制激光光束這一目標。此外，利用超薄薄膜的極大倏逝場衰減長度和層間距離這一調控自由度，也可對光偏振功能器件提供動態調節的功能[44]。這一結構的設計示意圖如圖4(d)子圖所示，該器件通過調節上下兩層Si3N4薄膜之間的距離，改變入射光的偏振態，動態操控光偏振。圖4(d)為在固定扭轉角29°、每一層厚度50 nm時，圓二色性隨層間距離和頻率的變化圖。可以看出，即使層間距變得很大(3—4 μm)，依然為亮色條紋，可以看到清晰的共振模式，兩層之間的倏逝場仍耦合。隨著層間距的變化，圓二色性信號劇烈波動，因此在同一頻率處，可以得到不同的手性光學響應，使光的偏振態得到調制。進一步，莫爾光子晶體還可構建動態可調的光譜—偏振傳感器，以實現高精度的光譜探測與完整的偏振成像[45]，應用于片上多維光場操控及可重構信息處理領域[46]。

04

一維莫爾光子晶體及器件

4.1　一維莫爾光子晶體的形成

二維莫爾光子晶體在調控光子平帶和探索非平凡拓撲態方面展現出巨大潛力，為光與物質相互作用提供了豐富的物理圖景。受此啟發，研究者們進一步思考莫爾物理在低維系統中的普適性。將莫爾超晶格引入一維納米結構，它能夠在更緊湊的幾何結構中實現對光場的精細調控，在保持易于制備優勢的同時，為實現極小模式體積的光子器件提供了新的方法。一維莫爾光子晶體是利用晶格失配等效模擬二維扭曲體系的結構，通常由兩個具有微小周期差異的子晶格(周期分別為

1 與

2 )疊加而成，周期差異對應二維結構中的旋轉角度差異。根據實現手段的不同，一維莫爾晶格在空間上的構造主要分為以下三種方式。

第一種方式的本質是在同一傳播路徑上疊加兩套不同周期的擾動，其物理效應類似于信號處理中的拍頻現象[47]，如圖5(a)所示。兩套子晶格疊加后，短周期的快速振蕩會被一個長周期的緩慢包絡所調制，從而產生一維莫爾條紋。其特征長度由拍長
決定，這直接對應了莫爾勢阱的空間尺寸。通常通過以下兩種對納米線波導的側壁光柵進行設計的方式來實現：(1)非對稱型：兩套子晶格分別作用于波導的左右兩側壁，如圖5(b)上圖所示；(2)對稱型：兩套子晶格通過布爾“與”運算疊加于雙側壁，如圖5(b)下圖所示。

圖5 (a)一維莫爾系統；(b)非對稱型、對稱型莫爾結構[47]；(c)將兩個一維硅光柵合并成單層一維莫爾光子晶體板示意圖[48]；(d)雙層一維莫爾結構示意圖[49]

一維莫爾光子晶體也可以直接通過將兩套厚度相同、但具有不同周期和填充率的光柵子晶格合并來實現[48]，如圖5(c)所示。為了形成周期性的莫爾超晶格，兩套子晶格的周期

a

1 和

a

2 須滿足條件，其中

N

為整數。此時，莫爾超原胞的周期為

A

a

1

N

a

2 (

N

+1)。這種構造方式的物理本質在于能帶折疊以及由莫爾勢誘導的折疊帶之間的耦合。

另一種實現方式是構造雙層堆疊結構[49，50]。將兩層周期略有不同(比例為
)的一維光子晶體垂直堆疊，并保持微小的電介質間距

L

，如圖5(d)所示。由于該體系的耦合強度由層 間距離

L

決定，因此存在特定的魔距(magic distances)。當層間距調節至該臨界值時，層間與層內耦合機制相消干涉會導致形成近乎完美的平帶。

4.2　一維莫爾光子晶體器件

對于利用一維莫爾光子晶體研究腔量子電動力學系統而言，二能級系統與光學微腔的耦合依賴于偶極子位置與腔模場的位置重合，但高Purcell因子所要求的小模式體積卻不利于這一點。為此，基于集成有量子點的GaAs準一維莫爾光子晶體的腔量子電動力學平臺提供了一種有效的方法[51]。圖6(a)為一維莫爾光子晶體結構的SEM圖像。該結構引入了穩健的孤立平帶模式，其近乎無窮大的光子態密度使得每一個莫爾超晶胞均可視為一個高性能的莫爾腔。由于莫爾平帶模式位于光子帶隙中，可以將有限線寬的量子點高效耦合在其中，從而在增大模式體積的同時不降低Purcell因子，賦予了體系對量子發射器位置極大的容許偏差，顯著提升了操作的魯棒性。利用一維莫爾光子晶體的高Q腔，還可以實現激光器，并且能夠實現高效單模輸出。例如，基于InGaAsP多量子阱薄膜的一維莫爾光子晶體納米束中的空間分離平帶局域化效應，工作在電信C波段的單模莫爾納米激光器得以實現，如圖6(b)所示[52]。該器件通過疊加兩套晶格常數及填充因子失配的一維子晶格構造而成，在此結構中，類空穴基模

M

1 和類電子模

M

2 的空間重疊極小，且各模式的

Q

因子存在數量級差異。這種高穩定的一維莫爾納米激光器為片上光信息處理系統提供了理想的微納光源方案。

圖6 (a)三層準一維莫爾光子晶體單元(上)及5個單元組成的莫爾光子晶體(下)的SEM圖像[51]；(b)一維莫爾納米激光器示意圖[52]；(c)隨泵浦失諧量演變的光參量振蕩光譜圖[53]；(d)莫爾時間光子晶體示意圖[54]

除了激光發射與量子發射體調控外，一維莫爾光子晶體在非線性光學領域也表現出獨特的優勢。例如，利用雙色晶格干涉在InGaP光子晶體波導中產生的莫爾有效勢場和強場局域特性，可實現超低閾值的片上光參量振蕩器[53]。如圖6(c)所示，隨著泵浦失諧量的調諧，當泵浦功率越過極低的閾值時，信號光和閑頻光在光譜上從噪聲背景中瞬間增大，標志著系統從自發輻射區躍遷至受激振蕩區。得益于莫爾勢阱對光場的極強局域作用(超小模式體積)以及通過結構設計實現的精準頻率匹配，該器件實現了閾值極低的連續波光參量振蕩。

隨著莫爾物理從空間維度擴展到時間維度，莫爾時間光子晶體為調控波在動量空間的演化提供了全新手段。具體而言，通過在時間尺度上引入莫爾調制[54]，可以成功構建此類莫爾光子晶體。該結構將兩個具有微小頻率差異的時間周期調制進行疊加，在介質的折射率

n

t

)上同時施加兩個周期分別為

T

1 和

T

2 的二進制方波調制(其對應的調制頻率分別為

1 和

2 )，如圖6(d)所示。當兩個調制的頻率失配量Δ

2 -

1 遠小于調制頻率本身時，折射率演化會產生一個緩慢變化的時間包絡，在時間軸上形成了類似于空間莫爾勢阱的結構。頻率軸上的平帶變為了動量軸上的超窄帶，導致光波具有很大的群速度并在時間域上高度局域化，為實現可調諧的鎖模激光及增強傳感靈敏度提供了物理基礎。

05

總結與展望

莫爾光子晶體作為新引入光學的一個領域，目前已經受到了廣泛的關注并取得了一定的成果。本文首先介紹了二維和一維莫爾光子晶體的形成原理與平帶特性，然后再介紹了相應器件及潛在應用的最新進展。目前，莫爾光子晶體不僅被應用于制備各種高品質微腔、探索腔—量子點體系弱耦合以及低閾值納米激光器等應用，更是在奇異光場調控、手性光學與新型偏振器件等領域展現出獨特的優勢。

然而，莫爾圖案對微納加工技術的高要求在一定程度上限制了應用的發展，其魯棒性是否優異仍存在疑問。未來，通過優化加工工藝，突破制造瓶頸，進一步提升莫爾光子晶體的品質因子與性能，這不僅有望實現腔—量子點體系的強耦合，推進固態腔量子電動力學系統在量子節點中的應用，還有望實現集成光子芯片。此外，莫爾光子晶體的發展正從二維平面向三維空間拓展，預示著未來可以構建具有更高自由度的三維莫爾光子系統。

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新型光子晶體專題

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