Polarisationskonverter mit steuerbarer Doppelbrechung basierend auf einer hybriden volldielektrischen Graphen-Metaoberfläche

Hintergrund

Die Forschung in der Nanophotonik verlagert sich hin zu volldielektrischen Elementen, insbesondere beim Design abstimmbarer und experimentell durchführbarer lichtmanipulierender Metaoberflächen [1, 2]. Das Hauptziel besteht darin, solche Metaoberflächen in nanophotonische Sensorgeräte zu integrieren. Die Fokusverschiebung hin zu den dielektrischen Metaoberflächen ist auf niedrige Strahlungs- und ohmsche Verluste zurückzuführen, die in Silizium und anderen dielektrischen Materialien im Vergleich zu den plasmonischen Metaoberflächen gezeigt werden. Folglich wurden früher spezielle plasmonische Strukturen vorgeschlagen, die Resonanzen im eingefangenen Modus mit hohem Q verwenden, um die Übertragungseffizienz zu verbessern [2–5]. Die Verlustreduzierung wird entweder durch die Interferenz zwischen diskreten elektrischen und magnetischen Moden oder durch die Symmetriebrechung in den metallischen Elementen erreicht. Es entsteht eine schwache Kopplung im freien Raum, die die Verlustreduktion verstärkt [1, 6]. Materialien mit magnetischer Resonanz wie Titandioxid (TiO₂ .) ), Siliziumnitrid und Germanium zeigen aufgrund geringer Verluste gute optische Eigenschaften in verschiedenen Bereichen des elektromagnetischen Spektrums [7–9]. Insbesondere haben sie eine geringe sichtbare Dispersion und starke elektrooptische Eigenschaften, die es ermöglichen, sie beim Design von optischen Metaoberflächenelementen mit niedrigem Kontrast zu verwenden.

Kürzlich wurden Graphen-basierte Fano-Resonanz-Metaoberflächen erfolgreich für Lichtmanipulationsgeräte wie Modulatoren [10–13], Absorber [14, 15], Slow-Light-Geräte [16, 17] und Cloaks [16, 18] vorgeschlagen. sowie andere. In diesen Geräten wurden Strahlungsverluste als Ergebnis der starken Wechselwirkung zwischen dem Monolayer-Graphen und dem begrenzten elektrischen Feld in Resonanzspalten abgeschwächt. Graphen bietet bemerkenswerte Eigenschaften, einschließlich abstimmbarer optischer Leitfähigkeit und hoher Trägermobilität. Dies ermöglicht es, resonante Strukturen mit hohem Q mit unterdrückten Strahlungsverlusten zu unterstützen [19, 20]. Auf der anderen Seite verwenden Metallmetaoberflächen Elemente im Subwellenlängenbereich, um die Begrenzung des elektrischen Felds zu verbessern und abrupte Änderungen der Phase, Amplitude und Polarisation des auftreffenden Lichts zu erzeugen.

Split-Ring-Resonator (SRR) ist aufgrund seiner Induktivitäts-Kapazitäts-Resonanznatur, die seine Flexibilität bei der Abstimmung optischer Eigenschaften ermöglicht, ein übliches plasmonisches Metaoberflächenelement. In ähnlicher Weise verwenden auch andere dielektrische Metaoberflächen den SRR aufgrund seiner Fähigkeit zur Abstimmbarkeit und Herstellung als grundlegende Metaoberflächeneinheit [21, 22]. Auch andere Elementformen wie „Z-Slots“ auf Siliziumschichten wurden als Polarisationsteiler konzipiert [23]. Allerdings weisen die Metallmetaoberflächen hohe ohmsche Verluste und eine geringe Transmission auf, die ihre Effizienz der Lichtmanipulation verringern [24, 25].

Volldielektrische Meta-Vorrichtungen und Gradientengitter-Polarisationswandler, vorgeschlagen von Chen et al. und Kruk et al. haben bemerkenswerte Wirkungsgrade von ∼ 99% . gezeigt [26, 27]. Die Strukturen weisen hohe Doppelbrechungsverhältnisse von 0,35 bzw. 0,9 im Terahertz- bzw. Nahinfrarotbereich auf. Doppelbrechungs-Abstimmbarkeitsmechanismen wurden jedoch nicht vorgeschlagen. In dieser Arbeit werden die Durchstimmbarkeit und das Schalten der Doppelbrechung durch die Vorspannung der Gatespannung demonstriert, während die Strukturflexibilität durch die Dimensionsvariation gezeigt wird. Typischerweise sind Metaoberflächen, die aus Antennen mit hohem Brechungsindex aufgebaut sind, durch das Vorhandensein teilweiser Rückreflexionen aufgrund von Impedanzfehlanpassungen begrenzt. Eine Methode zur Überwindung dieser Herausforderung besteht darin, Siliziummetaoberflächen mit starken lokalisierten elektrischen und magnetischen Mie-Resonanzen zu entwerfen, so dass Übertragungen nahe Eins realisiert werden können [28–30]. Metaoberflächen mit hohem Kontrast haben dagegen höhere Effizienzen, aber eine geringere räumliche Auflösung, um präzise Phasen- oder Polarisationsprofile entlang der Gitterlinien zu realisieren [31, 32].

In dieser Arbeit wird eine volldielektrische Metaoberfläche mit einem hohen Q-Faktor basierend auf dem eingefangenen magnetischen Modus gezeigt. Die vorgeschlagene Elementarzelle besteht aus kreuzförmigen, asymmetrischen, rechteckigen Dipolen aus Silizium, Graphen und Siliziumdioxidsubstrat. Die Graphenschicht ist zwischen Silizium und Siliziumdioxid eingebettet. Die Kontrolle der Lichtpolarisation wird durch die intrinsischen Eigenschaften von Graphen und die Abmessungen von Silizium erreicht, während es Viertelwellenplatten-Eigenschaften aufweist. Daher wird einfallendes linear polarisiertes Licht mit einem hohen Polarisations-Umwandlungsverhältnis (PCR) im nahen Infrarot (> 95% ). Darüber hinaus ist der zirkulare Polarisationszustand des gestreuten Lichts zwischen einer rechtshändigen zirkularen Polarisation (RCP) und einer linkshändigen zirkularen Polarisation (LCP) durch eine externe Gatespannungsvorspannung umschaltbar. Diese dynamische Steuerung der Polarisation erhöht die Freiheitsgrade der Struktur und kann sich stark auf die photonischen CMOS-Bauelemente auswirken. Die Finite-Elemente-Methode unter Verwendung von COMSOL Multiphysics wurde verwendet, um die Elementarzelle zu modellieren und die Leistung der Metaoberfläche zu analysieren.

Methoden

Die schematische Darstellung der Elementarzelle der Struktur ist in Abb. 1a dargestellt. Es besteht aus einer kreuzförmigen Siliziumantenne auf einer Graphenschicht und einem Siliziumdioxidsubstrat. Die relative Permittivität von Silizium und Siliziumdioxid beträgt 12,25 bzw. 2,25 [33]. Alle Abmessungen sind in der Bildunterschrift von Fig. 1a angegeben. Um eine akzeptable Resonanz zu erhalten, muss zunächst die Periodizität P _x =600 nm wurde festgelegt und P _y über mehrere Werte hinweg gewischt. Die Innenmaße L ₁ =440 nm und L ₂ =370 nm wurden ebenfalls konstant gehalten, aber später für die Phasenabstimmung optimiert. Die Höhe h =110 nm und Breite W =60 nm wurden während der Simulationen konstant gehalten. Ein normal einfallendes Licht von Portquellen, periodische Begrenzungen und eine perfekt angepasste Schicht am Austrittsende wurden verwendet.

Schematische Abbildungen. a. Abmessungen der Elementarzelle:L ₁ =450 nm, L ₂ =370 nm, h =110 nm, W =60 nm, P _x =600 nm und P _y =560 nm. b. Einfallendes linear polarisiertes Licht unter einem Polarisationswinkel, α , umgewandelt in zirkular polarisiertes Licht durch die Struktur

Die Transmissionseigenschaften von Licht wurden anhand der gestreuten elektrischen Felder E . definiert _ich (ich =x ,y ), dh \(T_{xx} =\left |\frac {E_{x}}{E_{0}}\right |\), \(T_{yy} =\left |\frac {E_{y }}{E_{0}}\right |\), Φ _xx =arg(E _x ) und Φ _yy =arg(E _y ), wobei T _ii (ich =x ,y ) sind Transmissionskoeffizienten und Φ _ii (ich =x ,y ) sind Phasenkomponenten. Wir haben dann die Phasenverzögerung definiert als \(\Updelta\Phi =\text{arg}\left(\frac{E_{x}}{E_{y}}\right) =\Phi_{xx}-\Phi_ {yy}\) und berechnet es in einer Entfernung von z =1.2 μ m von der Oberfläche. Eine doppelbrechende Metaoberfläche manipuliert den Polarisationszustand des einfallenden Lichts, indem sie eine Phasenverzögerung an einer der Komponenten im Transmissionsfeld einführt. Nach dem Huygens-Prinzip erzeugt die Struktur eine Phasendiskontinuität und eine Phasenverzögerung zwischen Φ _xx und Φ _yy des durchgelassenen Lichts \(E =E_{x}e^{i\Phi_{xx}}\hat {x}+E_{y}e^{i\Phi_{yy}}\hat {y}\ ). Wenn die eingeführte Phasenverzögerung 90° oder – 90° beträgt, wird ein LCP- bzw. ein RCP-Licht erzeugt, was den QWP-Betrieb bestätigt, wie in 1b dargestellt. Im Allgemeinen ist die durch die Metaoberfläche übertragene Welle elliptisch polarisiert:

Typischerweise werden die optischen Eigenschaften von Graphen durch seine Leitfähigkeit dargestellt, σ , gekennzeichnet durch die Interband- und Intraband-Übergänge:σ =σ _Ich +σ _D , wobei σ _Ich und σ _D sind die Interband- bzw. Intraband-Leitfähigkeiten. Eine Änderung der Oberflächenladungsdichte, n _s , in Graphen variiert die Elektronenpopulation in Graphen und die Fermi-Energie, dh \(E_{F} =\hbar\nu_{F}(\pi n_{s})^{1/2}\), wobei ν _F =10 ⁶ m/s ist die Fermi-Geschwindigkeit von Elektronen. Wir haben Graphen als massiven Monolayer aus Netzzellen der Dicke δ . modelliert =1 nm und Abmessungen in der Ebene 1 nm × 1 nm. Die Permittivität in der Ebene wurde innerhalb der Random-Phase-Approximationen bei Raumtemperatur berechnet:\(\epsilon _{g}(\omega) =1+\frac {i\sigma }{\omega \epsilon _{0} \delta } =\epsilon '+i\epsilon ''\), wobei ε ^′ und ε ^″ sind der Real- bzw. Imaginärteil der Permittivität, definiert als Funktionen der einfallenden Photonenenergie \(E =\hbar \omega \) und E _F :

wo Γ =110 meV ist die Energie, die zu einer Verbreiterung des Interband-Übergangs im nahen Infrarot und τ . führt ist die Streurate der freien Träger. Der Parameter \(\frac{1}{\tau}\) wird wegen der Dominanz der Interband-Übergänge gegenüber den Intraband-Übergängen im nahen Infrarot als Null angenommen [1].

Ergebnisse und Diskussion

Doppelbrechungskontrolle durch Fermi-Energie und Strukturdimensionen

Zuerst wurde die volldielektrische Metaoberfläche ohne Graphenschicht simuliert und die in Fig. 2a gezeigten Transmissionsspektren erhalten. Die Struktur wurde durch einfallendes linear polarisiertes Licht (LP) unter einem Polarisationswinkel α . beleuchtet , wie in Abb. 1b dargestellt. Die Transmissionsergebnisse in Fig. 2a zeigen eine schmale Resonanz mit hohem Q-Faktor. Dies wird auf die Anregung von eingefangenen magnetischen Moden zurückgeführt. Es gibt ein starkes elektrisches Feld in der Ebene bei der Resonanzwellenlänge λ =1,49 μ m entlang der Kanten der Antenne (Abb. 2b). Die elektrischen Felder in der Ebene sind antiparallel und verursachen einen destruktiven Interferenzeffekt zwischen den elektrischen und magnetischen Dipolantworten. Die Komponenten des einfallenden LP-Lichts unter einem Polarisationswinkel, α =48°, verursachen eine schwache Kopplung zwischen den eingefangenen elektromagnetischen Moden und dem Freiraumlicht. Außerdem führt eine starke Felddurchdringung in den Siliziumdipol zu einer scharfen Phasenverschiebung und einer verstärkten Kopplung zwischen der einfallenden ebenen Welle und dem zirkulierenden Verschiebungsstrom. Bei der Resonanzwellenlänge tritt eine starke magnetische Resonanz und eine abrupte Phasenänderung auf, wie in Fig. 3a, b gezeigt. Der magnetische Dipolmodus wird durch den kreisförmigen Verschiebungsstrom stärker beeinflusst als der elektrische Modus, was hauptsächlich auf die Kopplung zwischen den benachbarten Antennendipolen zurückzuführen ist. Außerdem haben Kirshav et al. zeigten, dass die Magnetresonanz durch die Dimension und Form der Struktur beeinflusst wird [34]. Zum Beispiel können in unserer Struktur die lateralen Abmessungen und die Wellenlänge des einfallenden Lichts durch \(L_{i}(i~=~1,2)\approx \frac {\lambda}{n_{\text{ si}}}\), wobei L _ich ≈440 nm und n _si =3.5.

a Transmission und Reflexion für die dielektrische Struktur ohne Graphen. b , c . Elektrische Felder in der Ebene E _x (b) und E _v (c), berechnet bei der Resonanzwellenlänge λ =1,49 μ m

a Phasenkomponenten und Retardation einer volldielektrischen Metaoberfläche ohne Graphen. Transmission als Funktion der Wellenlänge für L ₁ =440 nm, L ₂ =370 nm und W =60 nm, für b Struktur ohne Graphen und mit Graphen (E _F =0,8 eV), c variierende Fermi-Energie und d unterschiedliches L ₂ von 350 bis 450 nm. Symmetriebrechung bei L ₂ =410 nm teilt zwei dominante Moden:magnetisch und elektrisch

Wenn die Graphenschicht zwischen das Substrat und die Nanoantenne eingefügt wird, wird der zirkulierende Verschiebungsstrom innerhalb der Siliziumantenne reduziert und das elektrische Oberflächenfeld verstärkt. Dies entspricht der Bedingung, bei der die Polarisation des einfallenden elektrischen Felds an den gegenüberliegenden Grenzen der Nanoantenne antiparallel ist, was zu einer schwachen Kopplung mit den zirkulierenden Verschiebungsströmen innerhalb des Elements führt. Graphen führt eine verbesserte Leitfähigkeit in die Oberfläche zwischen dem Silizium- und Siliziumdioxidsubstrat ein. Eine stärkere Kopplung mit dem elektrischen Feld in der Ebene tritt im Vergleich zur Kopplung mit Verschiebungsstrom innerhalb des Elements auf. Durch diesen Effekt werden die antiparallelen elektrischen Felder, die ansonsten destruktive Interferenzen an der Oberfläche verursachen würden, reduziert und der Q-Faktor sinkt deutlich, wie in Abb. 3b gezeigt. Die Resonanzwellenlänge verschiebt sich ebenfalls leicht von λ =1,49 μ m bis λ =1,5 μ m aufgrund des geringeren Eindringens in das Silizium. In Abb. 3c ist der Effekt der Variation der Fermi-Energie von Graphen gezeigt. Für ein undotiertes Graphen (E _F =0 eV), gibt es eine starke Resonanz bei λ =1,5 μ m, die mit zunehmendem Dotierungsniveau abnimmt. Der Interband-Übergang dominiert, wenn das Fermi-Niveau niedrig ist und Graphen dielektrische Eigenschaften mit einem größeren ε . aufweist ^′ . Wenn jedoch E _F erhöht wird, werden mehrere Interband-Übergangskanäle blockiert; die Intraband-Übergänge verursachen dann die induktive Reaktion von Graphen und verringern seine Absorption [1, 20]. Es ist erwähnenswert, dass mit einer Graphen-Unterschicht und den richtigen Abmessungen der Siliziumstruktur die Stärke der magnetischen und elektrischen Dipolmoden verbessert werden kann, was zu einer hohen Streueffizienz führt [34]. Die Siliziumantennen zeigen gekoppelte Resonanzen von zwei nahen Wellenlängen um die Resonanz herum, wie in Fig. 3d gezeigt. Bei λ =1,48 μ m zeigt die Antenne eine Kopplung induzierter magnetischer Dipole, während bei λ =1,52 μ m, die Kopplung erfolgt zwischen den elektrischen Modi. Die beiden Modi treten auf, wenn sich die Symmetrie der Antenne von x . ändert zu y Orientierungen bei L ₂ ≈410 nm. Das Maß L ₂ wurde durch einen Wertebereich zwischen 350 und 480 nm gewischt, während L . beibehalten wurde ₁ fixiert auf 440 nm.

Der Grapheneffekt ist für die Abstimmung der Phasenkomponenten und die Phasenverzögerung der übertragenen elektrischen Felder von Vorteil. Zunächst werden die Komponenten des einfallenden LP-Lichts in die orthogonalen Arme der Siliziumantenne zerlegt. Jede Dipolresonanz prägt dem Streulicht ein anderes Phasenmuster auf. Insbesondere in der Nähe der Resonanz verschiebt jede Dipolresonanz die Phase des einfallenden elektrischen Felds im Bereich [– π ,π ]. Bei richtiger Dimensionierung der Antenne wird eine Phasendifferenz von 90º erreicht, wie in Fig. 4a gezeigt. Der entsprechende Transmissionskoeffizient ist in Abb. 4b dargestellt. Es fällt auf, dass der Schnittpunkt T _xx =T _yy tritt in der Nähe der Resonanz auf, was eine ideale QWP-Bedingung definiert. Zusätzlich durch das Durchstreichen verschiedener Werte der Länge L ₂ während L gehalten wird ₁ behoben (L ₁ =440 nm), können die mit verschiedenen elektrischen und magnetischen Moden verbundenen Resonanzamplituden variiert werden. Ein akzeptabler Phasenbandbreitenbereich innerhalb von ± 10° wurde erreicht, wenn L ₂ =365 nm für RCP und L ₂ =450 nm für LCP, wie in Fig. 4c gezeigt. Zweitens ändert sich in Fig. 4d durch Variieren der Fermi-Energie von Graphen die Phasenbandbreite entsprechend. Bei λ =1,48 μ m, das undotierte Graphen (E _F =0 e V ) verursacht ein starkes Eindringen elektrischer Felder in die Siliziumdipole und eine große Phasendifferenz zwischen den x und y Streulichtanteile (≈150°) auftreten. Als E _F nähert sich 0,8 e V , die In-Plane-Eigenschaften (ε _x =ε _y ) erhöhen die Oberflächenleitfähigkeit von Graphen, was zu einer geringeren Penetration in das Silizium und einem Δ . führt Φ ≈90° bei λ =1,49 μ m.

a Phasenkomponenten und Verzögerung einer vollständig dielektrischen/Graphen-Metaoberfläche und b die entsprechenden Transmissionskoeffizienten T _xx und T _yy . Phasenverzögerung aufgetragen als Funktion der Wellenlänge für L ₁ =440 nm, L ₂ =370 nm und W =60 nm, für c variierende Fermi-Energie und d unterschiedliches L ₂ von 350 bis 450 nm

Die berechneten Stokes-Parameter und Polarisationsellipsendimensionen für die Hybridstruktur mit L ₁ =450 nm, L ₂ =370 nm und W =60 nm sind in Abb. 5a, b dargestellt. Es sei darauf hingewiesen, dass die Polarisation des übertragenen Lichts abseits der Resonanzwellenlänge gegenüber der des einfallenden Lichts unverändert bleibt. In der Nähe der Resonanz ändert sich jedoch der Polarisationszustand für ein einfallendes LP-Licht in zirkular. Bei λ =1,5 μ m, das Stokes-Parameterverhältnis |S ₃ /S ₀ |≈ ± 1, wobei ein Wert von + 1 einen perfekten RCP anzeigt und ein – 1 einen perfekten LCP-Ausgang anzeigt. Hier, S ₀ =|E _x | ² +|E _y | ² und S ₃ =2E _x E _y SündeΔ Φ sind die Stokes-Parameter. Der Grad der Sendeintensität wird durch S . bestimmt ₀ , d. h. ein Wert> 50% ist akzeptabel. Abbildung 5c ​​zeigt die aus den Transmissionskoeffizienten berechnete PCR-Effizienz:

a Stokes-Parametervariation gegen die Wellenlänge für einen Einfallswinkel der Polarisation α =48°. b . Stokes-Parameterverhältnis (S ₃ /S ₀ ) Variation als Funktion von L ₂ bei α angegeben in a , c Polarisationsumwandlungsverhältnis berechnet für einfallendes linear polarisiertes Licht. d . Verhältnis von Amplituden und Phasendifferenz bei der Wellenlänge λ =1,5 μ m als Funktion des Polarisationswinkels

wo T _yx und T _xx sind Kreuz- bzw. Kopolarisationsterme. Im Wellenlängenbereich λ =1,48 μ m und λ =1,51 μ m, die Effizienz beträgt ≈96% für RCP und ≈90% für LCP-Ausgänge. Bei λ =1,52 μ m sinkt die Effizienz leicht auf ≈80% für LCP. Wie in Fig. 5d gezeigt, ist die Struktur gegenüber dem Polarisationswinkel des einfallenden LP-Lichts unempfindlich. Akzeptables Amplitudenverhältnis E _x /E _y ≈1 und Phasenverschiebung Δ Φ ≈90° werden in einem weiten Bereich erreicht. Wenn α =48°, eine genaue QWP-Bedingung wird erhalten

Zusätzlich wurde das Transmissionsphasenprofil, das die Formdoppelbrechung definiert, als Funktion der Periodizitäten P . berechnet _ich (ich =x ,y ) bei der Wellenlänge λ =1,49 μ m. In Fig. 6a ist eine abstimmbare Phasenverzögerung der Struktur entlang der Diagonalen erhältlich, wo die beiden Periodizitäten eine umgekehrte Beziehung zeigen. Es ist auch erwähnenswert, dass die Phasenverzögerung (Δ Φ ≈90°) tritt in dem Bereich auf, in dem die Durchlässigkeit über 80% liegt, wie in Fig. 6b gezeigt. Silizium und Siliziumdioxid haben eine geringe Dispersion und relativ hohe Brechungsindizes, wodurch eine geringe Absorption bei kürzeren Wellenlängen unterstützt wird [8]. Ebenso kann der Phasenausgang durch eine externe Gatespannung gesteuert werden.

a –b Variation der Periodizitäten P _x und P _y bei λ =1,5 μ m. a Sendephase und b Transmission

Doppelbrechungsschaltung durch Gatespannungsvorspannung

Anlegen einer Gate-Spannungsvorspannung über das y -Ebenen der Silizium/Graphen-Struktur wurde wie in Abb. 7a gezeigt entworfen. Durch Umschalten der Gatespannung zwischen einem Vorwärtsvorspannungswert und einem Rückwärtsvorspannungswert wird das einfallende LP-Licht dynamisch in RCP- bzw. LCP-Zustände des Streulichts umgewandelt. Die Vorspannung steuert die Fermi-Geschwindigkeit von Elektronen, ν _F , und ändert die Richtung des Elektronenflusses. Außerdem ändert die Vorspannung die Ladungsträgerdichte von Graphen, was wiederum zu einer Änderung seiner elektrischen Leitfähigkeit und Permittivität führt. In dieser Konfiguration bildet die Struktur ein quasi-paralleles Plattenkondensatormodell mit einer elektrostatischen Kapazität pro Flächeneinheit, C , definiert als C =ε _si ε ₀ /P _x , wobei ε _si ist die dielektrische Permittivität von Silizium. Auch die Fermi-Energie \(E_{F}~=~\hbar\nu_{F}\sqrt {\pi n_{s}}\) wird moduliert. Die Ladungsdichte (n _s ) und die elektrostatische Kapazität pro Flächeneinheit (C ) skaliere die Fermi-Energie durch die Gate-Spannung, d. h. n _s =C V _G /e . Folglich ist eine Erhöhung von P _x verringert sowohl die Ladungsträgerkonzentration in Graphen als auch die Kapazität pro Flächeneinheit. Als Ergebnis ist, wie in Abb. 7b gezeigt, die Position der Phasenverzögerung rotverschoben, im Einklang mit der Störungstheorie im mittleren Infrarot [35].

a Schematische Darstellung der Silizium/Graphen-Umschaltung des Polarisationszustandes durch Vorspannung der Gatespannung. b. Simulierte Phasendifferenz als Funktion der Vorspannung der Gatespannung. c. Phasendifferenz als Funktion der Periodizität P _x und Gatespannung. d. Stokes-Parameter S ₃ Spektren, die die beiden Zustände der zirkularen Polarisation zeigen, die durch die unterschiedlichen Gate-Spannungen definiert sind

Bei λ =1,5 μ m können die beiden Zustände der zirkularen Polarisation als zwei binäre Zustände kodiert werden, 0 und 1. Der logische Zustand 0 entspricht der Sperrspannung – 47,5V während der logische Zustand 1 der Durchlassspannung 47,5V . entspricht , wie in Abb. 7c gezeigt. Eine sehr kleine Änderung der Phasenverzögerung, Δ Φ ≈0°, kann beobachtet werden, wenn die Gatespannung bei − 25 V . liegt (entlang der schwarzen gestrichelten Linie der Figur). Diese Beobachtung zeigt eine nichtlineare Reaktion der Phasenänderung bei − 47,5, − 25 und 47,5 V , zurückzuführen auf eine Variation der kapazitiven Kopplung, wenn Graphen aufgrund einer Änderung der Ladungsträgerdichte und der Gatespannung leitfähiger wird. Im Vergleich zu anderen Wellenlängen im nahen Infrarot, 1,5 μ m zeigt den optimalen Punkt zum Umschalten der zirkularen Polarisationszustände des Streulichts.

In Abb. 7d sind die Stokes-Parameter S ₃ veranschaulicht den Grad der zirkularen Polarisation als Ergebnis der Vorspannung der Gatespannung. Die Grenzen von − 1 und 1 bezeichnen die idealen Polarisationsumwandlungen von einem linearen Zustand in LCP- bzw. RCP-Zustände. Zwischen den Wellenlängen λ =1,49 μ m und λ =1,52 μ m nähert sich der zirkulare Polarisationsgrad eins (> 90% ) für beide Zustände, was den am besten geeigneten Betriebsbereich der Struktur als QWP bestätigt.

Abbildung 8a, b zeigt die Phasenverteilung der z Komponente des elektrischen Feldes, berechnet bei der Designwellenlänge λ =1,5 μ m um z =0. Die Verteilung verschiebt sich, wenn die Spannung von 47,5 auf − 47,5 V . umgekehrt wird . Die Änderung der elektrischen Leitfähigkeit und Ladungsträgerdichte von Graphen führt zu einer Rotation des eingefangenen magnetischen Modus um die Siliziumstruktur.

Phasenkarte der elektrischen Feldkomponente E _z durch die kreuzförmige Silizium/Graphen-Struktur bei z =0 berechnet bei der Designwellenlänge λ =1,5 μ m, a wenn die Gatespannung V . ist _G =− 47,5 V , und b wenn die Gatespannung V . ist _G =47,5 V

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend ist die Steuerbarkeit der Doppelbrechung eines Hybrid-Silizium/Graphen-Metaoberflächen-Polarisationskonverters numerisch entworfen worden. Eingeschlossene magnetische Moden und hohe Q-Faktoren werden durch die Integration von Graphen und Silizium moduliert. Es wurden zwei Konfigurationen der Hybridstruktur gezeigt, eine mit einer Gate-Spannungsvorspannung und die andere ohne. In der spannungsvorgespannten Struktur wird die Doppelbrechungsleistung durch die Umkehrung der Gatespannung gezeigt. Aus einem einfallenden LP-Licht erzeugt eine Vorspannung in Sperrrichtung (–47,5 V) einen RCP-Ausgang und eine Vorspannung in Vorwärtsrichtung (47,5 V) erzeugt einen LCP-Ausgang. Somit wird eine dynamische Schaltleistung erreicht. Für die Freiraumkonfiguration wird die QWP-Leistung durch Manipulation der Abmessungen von Silizium und des Fermi-Niveaus von Graphen gezeigt. Bei beiden Designs wird eine stabilere und breitere Bandbreite erreicht als bei Strukturen ohne Graphen. Die Designs zeigen höhere Polarisationsumwandlungen (>96% ) im nahen Infrarot (λ =1,45 bis 1,54 μ m). Anders als bei plasmonischen Metaoberflächen zeigen diese Errungenschaften eine hohe Effizienz ohne Strahlungs- und ohmsche Verluste. Darüber hinaus sind die Strukturen kompakt und haben eine ultradünne Dicke, die für die Kompatibilität und Integration mit CMOS und photonischen Geräten geeignet ist. Inzwischen ist Graphen machbar und kann durch chemische Gasphasenabscheidung auf dem Substrat gezüchtet werden, während die Siliziumstruktur mit lithographischen Standardverfahren hergestellt werden kann.