Dichroitische optische Diodenübertragung in zwei versetzten parallelen Metallgittern

Einführung

Optische Dioden, die Photonen in eine Richtung übertragen und die Übertragung in umgekehrter Richtung verbieten, haben aufgrund der unidirektionalen Übertragungseigenschaft große Aufmerksamkeit auf sich gezogen [1]. Optische Diodenphänomene können beobachtet werden, wenn die Zeitumkehrsymmetrie der Licht-Materie-Wechselwirkung gebrochen wird. Ein externes Magnetfeld [2], eine Vorspannung [3], eine akustische Welle [4] oder eine zeitabhängige Modulation [5, 6] können angewendet werden, um den optischen Diodeneffekt zu erzielen. Darüber hinaus ist die Struktur der räumlichen Inversionssymmetriebrechung eine alternative Wahl, wie asymmetrische Mehrschichtstrukturen [7], asymmetrische photonische Kristalle [8] und asymmetrische Gitter [9]. In den letzten Jahrzehnten haben metallische Mikro-Nano-Strukturen aufgrund der vielversprechenden Eigenschaften von Oberflächenplasmonen (SPs) großes Interesse gefunden. Plasmonische Vorrichtungen werden in vielen Forschungsbereichen vorgeschlagen, wie z. B. Metaoberflächen-Holographie [10,11,12,13,14], Brechungsindexsensoren [15, 16] und Filter [17, 18]. Plasmonische Geräte können die Wechselwirkung elektromagnetischer Felder im Nanobereich stark verändern [19]. Die Modulation auf SPs kann durch Änderung der dielektrischen Umgebung und geometrischer Parameter metallischer Strukturen realisiert werden [20, 21]. Optische Dioden, die aus nanoskaligen metallischen Strukturen bestehen, zum Beispiel plasmonische Schichtgitter [22, 23], kaskadierte plasmonische Gitter [24, 25], plasmonische Nanolöcher [26], plasmonische Schlitzwellenleiter [27] und plasmonische Nanopartikelaggregate [28] , werden zum Zwecke der optischen Informationsverarbeitung umfassend untersucht.

In diesem Artikel wird die Transmission dichroitischer optischer Dioden in zwei versetzt angeordneten parallelen Metallgittern erreicht, die eine dielektrische Platte einschließen. In den beiden Arbeitswellenbändern mit umgekehrter Transmissionsrichtung werden sowohl eine Transmissionsverstärkung als auch ein hohes Isolationskontrastverhältnis erreicht, da metallische Gitter aus schmalen Schlitzen eine außergewöhnliche Lichttransmission aufweisen [29, 30] und asymmetrische Strukturen eine unidirektionale Transmission realisieren [27,28,29,30 ,31]. Je nach beleuchteter Ordnung wirken zwei metallische Gitter mit unterschiedlichen Gitterkonstanten als Selektor bzw. als Emitter. Der Selektor wählt die Resonanzwellenlänge durch Anregen von SPs aus, und mit dem Beitrag von SPs realisiert der Emitter die Lichtübertragung. Wenn die Einfallsrichtung umgekehrt wird, tauschen die Rollen zweier Gitter aus und SPs werden bei einer anderen Wellenlänge angeregt. Daher wird die Übertragung durch dichroitische optische Dioden erhalten. Die Dicke der in diesem Artikel vorgeschlagenen optischen Diodenstruktur beträgt nur 160 nm. Mit der Entwicklung von Nanofabrikationstechnologien können viele Methoden zur Herstellung von metallischen Gitterstrukturen angewendet werden, wie die Ultraviolett-Nanoimprint-Lithografie [32], die Laser-Direktschreiben-Lithografie [33] und die Elektronenstrahl-Lithografie [34]. Der Charakter der optischen Diode ist unabhängig von der einfallenden Intensität. Diese Eigenschaften implizieren, dass unsere Struktur umfangreiche Potenziale für die optische Integration besitzt.

Methoden

Das Schema der optischen Diodenstruktur ist in Abb. 1 dargestellt. Die Struktur besteht aus zwei Silbergittern G ₁ und G ₂ Sandwich mit einer Siliziumdioxidschicht. Die Dicke der Siliziumdioxidschicht wird als d . bezeichnet . G ₁ und G ₂ haben die gleiche Schlitzbreite s , gleiche Dicke h , und verschiedene Gitterkonstanten Λ _ich (ich = 1, 2). Die Struktur ist translationssymmetrisch und die Elementarzelle enthält 2 Einheiten von G ₁ und 3 Einheiten von G ₂ . Δ bezeichnet die seitliche relative Position von G ₁ und G ₂ in einer Elementarzelle. Das Drude-Modell [35] wird verwendet, um die dielektrische Funktion von Silber zu beschreiben. Der Brechungsindex von Siliziumdioxid beträgt 1,5, wobei seine Dispersion vernachlässigt wird. Das umgebende Dielektrikum ist Luft und sein Brechungsindex ist 1. Normal einfallende ebene Welle von p -Polarisation wird verwendet, um den optischen Diodeneffekt zu untersuchen.

Schematische Darstellung der optischen Diodenstruktur. a Die Elementarzelle. b Gesamtansicht

Transmission T der optischen Diodenstruktur ist wie folgt definiert:

wo P _ich ist die einfallende Leistung und P _o ist die Ausgangsleistung. T wird numerisch unter Verwendung der Finite-Difference-Time-Domain-(FDTD)-Methode simuliert [36]. Auf der linken und rechten Seite werden periodische Randbedingungen verwendet, und auf der Ober- und Unterseite unseres Simulationsmodells werden perfekt passende Schichtgrenzen angewendet. T _D und T _U repräsentieren den Transmissionsgrad für Einfall nach unten bzw. Einfall nach oben. Die Eigenschaft der optischen Diode wird durch das Isolationskontrastverhältnis η . beschrieben :

Daher η = 1 bedeutet die beste Leistung der optischen Diode.

Ergebnisse und theoretische Analysen

Die Transmission und das Isolationskontrastverhältnis der optischen Diodenstruktur sind in Abb. 2 dargestellt. T _D ist anders als T _U wenn die einfallende Wellenlänge kleiner als λ . ist _C . T _D erreicht den Maximalwert 0,73 und T _U ist 3,7 × 10 ⁻³ bei λ _D (1315 nm). Während T _U erreicht den Maximalwert 0,82 und T _D ist 3,6 × 10 ⁻⁴ bei λ _U (921 nm). Die Isolationskontrastverhältnisse bei λ _D und λ _U sind 0,990 bzw. 0,999. Abbildung 2 zeigt, dass der optische Diodeneffekt bei etwa λ . erreicht wird _D und λ _U , und die beiden Wellenbänder haben umgekehrte Übertragungsrichtungen. In den Betriebswellenbändern der dichroitischen Diode weist die Struktur eine außerordentliche Transmission auf.

Transmissionsspektren und das Isolationskontrastverhältnis der optischen Diodenstruktur mit d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ ₁ = 900 nm, Λ ₂ = 600 nm und Δ = 0 nm

Um die Transmission dichroitischer optischer Dioden zu verstehen, muss die elektrische Feldstärke |E | ² an zwei Betriebswellenbändern simuliert werden. Wie in Fig. 3a, d gezeigt, wird das elektrische Feld zwischen zwei Gittern verstärkt, wenn Licht durch die optische Diodenstruktur übertragen wird. Indessen zeigen Fig. 3b, c den Rückwärtssperrzustand. Die Verstärkung des elektromagnetischen Feldes zwischen zwei Gittern ist auf die SPs an zwei benachbarten Silber/Siliziumdioxid-Grenzflächen zurückzuführen. Die Arten von SPs an zwei Gittern sind unterschiedlich, die als strukturierte SPs (SSPs) bzw. induzierte SPs (ISPs) klassifiziert werden. SSPs wird angeregt und am ersten beleuchteten Gitter (Selektor) erzeugt. ISPs werden an letzterem Gitter (Emitter) durch die Kopplung zwischen SPPs und der angrenzenden Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche induziert. Aufgrund von SSPs und ISPs wird Licht durch die optische Diodenstruktur übertragen.

Verteilungen der elektrischen Feldstärke |E | ² für Einfall nach unten bei λ _D = 1315 nm (a ), Einfall nach oben bei λ _D = 1315 nm (b ), Einfall nach unten bei λ _U = 921 nm (c ) und Einfall nach oben bei λ _U = 921 nm (d )

Oberflächenladungsdichte an der Grenzfläche Silber/Siliciumdioxid und E _y Komponente der Verteilung des elektrischen Felds sind in Fig. 4 veranschaulicht, um die Kopplungsfunktionen der SPs zu offenbaren. In Abb. 4a, G ₁ und G ₂ haben entgegengesetzte Ladungen auf ihren benachbarten Oberflächen, ähnlich wie bei einem Flachplattenkondensator. Unter der Bedingung des Einfalls nach unten, G ₁ fungiert als Selektor, um SSPs bei λ . anzuregen _D . Die periodische Oberflächenladungsdichteverteilung stellt dar, dass SPPs durch die Gitterkonstante von G . bestimmt wird ₁ . G ₂ unterstützt die durch SPPs induzierten ISPs und fungiert als Sender für die Übertragung. E _y zwischen G ₁ und G ₂ wird aufgrund der Kopplung zwischen SPPs und ISPs verbessert, wie in 4b gezeigt. Für die in Abb. 4c, d, G gezeigte Aufwärts-Einfallsbedingung ₂ fungiert als Selektor und G ₁ fungiert als Sender.

Die Oberflächenladungsdichte an der Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche bei G ₁ und G ₂ , unter der Bedingung des Einfalls nach unten bei λ _D = 1315 nm (a ) und Einfall nach oben bei λ _U = 921 nm (c ). Ey Komponente des elektrischen Feldes unter der Bedingung des nach unten gerichteten Einfalls bei λ _D = 1315 nm (b ) und Einfall nach oben bei λ _U = 921 nm (d )

Wie aus Abb. 4 ersichtlich, ist das Transmissionsfeld periodisch und in der Horizontalen ungleichmäßig (x -Achse) Richtung. Die Periode Λ (Λ = 2Λ ₁ = 3Λ ₂ ) der Transmissionsfeldverteilung wird durch die integrierte optische Diodenstruktur moduliert und erfüllt 2π/Λ = |g ₁ -g₂ |, hier g _ich ist der Gittervektor von G_i (ich = 1, 2). Die Gitterbeugungseffizienz wird für die Existenz von SPs erhöht. Der Lateralwellenvektor κ des Durchlichts ergibt sich aus der Überlagerung von g ₁ und g ₂ :

Und es bestimmt die kritische Wellenlänge λ _C (λ _C = 2π/|κ|) für T _D ≠ T _U . Nach Gl. (3), λ _C ist 1800 nm für unsere oben erwähnte Struktur, was gut mit den Simulationsergebnissen übereinstimmt λ _C = 1806 nm, dargestellt in Abb. 2. Optische Diodeneffekte treten im Bereich von λ . auf ≤ λ _C . Den Simulationsergebnissen zufolge ist die Periode der integrierten Gitter (1800 nm) größer als die Betriebswellenlängen der Diode (1315 nm und 921 nm). Beugungskomponenten mehrerer Ordnungen können mit Lichtstreuung von den integrierten Gittern erhalten werden. Somit ist das Transmissionsfeld entlang der Richtung parallel zu den Gittern nicht gleichförmig, selbst wenn das Licht in das Fernfeld übertragen wird.

SSPs des Silbergitters ähneln SPs auf einer planaren Silber/Siliziumdioxid-Grenzfläche, außer dass SSPs Strahlungsmoden sind [37], während SPs vollständig oberflächengebundene Moden sind. SSPs können ungefähr dann als SPs auf einer planaren Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche behandelt werden, wenn die Gitterschlitze extrem schmal sind. Die Dispersionsrelation von SSPs kann also wie folgt geschrieben werden [38]:

wo k ₀ ist der Wellenvektor im freien Raum und ɛ _m und ɛ _d sind die dielektrischen Koeffizienten von Silber bzw. Siliziumdioxid. Die durch Gl. (4) ist in Abb. 5 dargestellt. Die Dispersionskurve, die unter Verwendung von Drude-Modellparametern [35] in diesem Artikel berechnet wurde, passt gut zu der unter Verwendung der optischen Konstantendatensätze von Johnson und Christy [39] berechneten, wenn die Photonenenergie unter 2,75 eV (λ> 450 nm). In Abb. 5 stellen die vertikalen roten und schwarzen Strichlinien |g . dar _1| und |g ₂ | bzw. SSPs wird durch das Gitter angeregt, wenn die Vektoranpassungsbedingung [40] erfüllt ist:

Dispersion von SPs auf einer planaren Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche, berechnet unter Verwendung des Drude-Modells und der optischen Konstantendaten von Johnson und Christy. Die vertikalen roten und schwarzen gestrichelten Linien repräsentieren den Gittervektormodul |g ₁ | und |g ₂ | bzw.

Bei normalem Einfall (θ = 0°), erster Ordnung (N = 1) Beugung eines Gitters hat die höchste Beugungseffizienz, d. h. die größte Anregungseffizienz für SSPs. Somit ist Gl. (5) ist an den roten und schwarzen Punkten in Abb. 5 erfüllt:

In der optischen Diodenstruktur ist G₁ ist der Selektor zum Anregen von SSPs für den Einfall nach unten und G ₂ ist der Selektor für Aufwärtseinfall. G ₁ und G ₂ haben unterschiedliche Gitterkonstanten, so dass SSPs bei unterschiedlichen Wellenlängen für umgekehrte Einfallsrichtungen angeregt werden. In Abb. 5 beträgt die Photonenenergie am roten Punkt 0,91 eV und die Wellenlänge 1365 nm, was λ . entspricht _D (1315 nm), wie in Abb. 2 gezeigt. In ähnlicher Weise beträgt die durch den schwarzen Punkt angezeigte Photonenenergie 1,04 eV und ihre Wellenlänge beträgt 924 nm, was λ . entspricht _U (921 nm) in Abb. 2. Als Näherung von Gitter zu Platte wurden die Resonanzwellenlängen der SSPs berechnet unter Verwendung von Gl. (4) und Gl. (6) sind nicht genau gleich den simulierten unter Verwendung der FDTD-Methoden, die in Abb. 2 gezeigt sind.

Gleichung (5) gibt an, dass der Einfallswinkel θ beeinflusst die Wellenvektoranpassungsbedingung des Gitters an SSPs. Mit der Änderung von θ , das Transmissions- und Isolationskontrastverhältnis bei λ _D (1315 nm) und λ _U (921 nm) simuliert und in Fig. 6a bzw. b gezeigt. Mit θ von 0° auf 10° ansteigend, T _D bei λ _D und T _U bei λ _U Abnahme für die Wellenvektor-Fehlanpassung zwischen g _ich und SSPs. (T _D bei λ _D sinkt auf 0, wenn θ ≈ 40° und T _U bei λ _U sinkt auf 0, wenn θ ≈ 35°.) Im Einfallswinkelbereich von 0° ≤ θ ≤ 5°, T _D bei λ _U und T _U bei λ _D sind fast 0 und η bleibt immer größer als 0,98 bei beiden λ _U und λ _D . Abbildung 6 zeigt, dass die Struktur bei λ . einen guten optischen Diodeneffekt zeigt _D und λ _U unter kleinem Winkeleinfall.

Der Einfluss des Einfallswinkels auf die Transmission und das Isolationskontrastverhältnis bei λ _D = 1315 nm (a ) und λ _U = 921 nm (b )

Untersuchung und Diskussion

In diesem Abschnitt untersuchen wir den Einfluss von Strukturparametern auf die Transmissionsspektren und das Isolationskontrastverhältnis.

Die Zwischenschichtdicke d und Gitter seitliche relative Position Δ sind durch die Fertigungsgenauigkeit begrenzt. Der Einfluss von d und Δ auf Transmissionsspektren und die Isolationskontrastverhältnisse sind in den Fign. 7 und 8 bzw. Abbildung 7 zeigt, dass die Betriebswellenbänder der optischen Diode eine leichte Rotverschiebung aufweisen, wenn d steigt. Inzwischen ist der Maximalwert von T _D nimmt sehr wenig ab, aber der Maximalwert von T _U nimmt deutlich ab. Der Anstieg von d verlängert die Lichtübertragungsstrecke durch die Struktur, schwächt die elektromagnetische Wechselwirkung zwischen G ₁ und G ₂ , und beeinträchtigen die an der Emitteroberfläche induzierte Ladungsdichte. Wie in Fig. 4 zu sehen, wirken an den Schlitzecken des Emitters verteilte Ladungen als elektrische Dipolquellen des Übertragungsfeldes. Ladungsdichte an den Spaltecken des Emitters G ₂ (Abb. 4a) ist viel größer als an den geschlitzten Ecken des Emitters G ₁ (Abb. 4c), also d beeinflusst weniger den Maximalwert von T _D als das von T _U . Außerdem mit dem Anstieg von d , kleine Peaks markiert als FP₁ und FP₂ erscheinen in T _U und die Übertragungsspitze von FP₁ weist eine große Rotverschiebung auf. Elektrische Feldstärke |E | ² Verteilungen beweisen, dass FP₁ und FP₂ resultieren aus Fabry-Perot-Resonanzen.

Der Einfluss von d auf Transmissionsspektren und das Isolationskontrastverhältnis. d = 220 nm (a ), d = 240 nm (b ) und d = 260 nm (c ) wenn s = h = 50 nm, Λ ₁ = 900 nm, Λ ₂ = 600 nm und Δ = 0 nm. Die Einschübe sind Verteilungen der elektrischen Feldstärke |E | ² für nach oben gerichtete Übertragungsresonanzen

Der Einfluss von Δ auf Transmissionsspektren und das Isolationskontrastverhältnis. Δ = 50 nm = Λ ₂ /12 (a ), Δ = 100 nm = Λ ₂ /6 (b ) und Δ = 150 nm = Λ ₂ /4 (c ) wenn d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ ₁ = 900 nm und Λ ₂ = 600 nm. Die Einsätze in (b ) sind E _y Verteilungen für nach oben gerichtete Übertragungsresonanzen

Wie in Fig. 1 gezeigt, ist die optische Diodenstruktur periodisch und hat die gleiche Elementarzelle, wenn Δ = a ± MΛ ₂ /2 (0 nm < a < Λ ₂ /2 und M = 0, 1, 2…). Außerdem ist die Elementarzelle von Δ = a ist links-rechts-flip-symmetrisch mit der von Δ = − a ± MΛ ₂ /2 und sie können den gleichen Übertragungseffekt erzielen. Die Transmission der optischen Diodenstruktur wird also durch Δ . beeinflusst als:T (Δ ) = T (Δ + Λ ₂ /2) = T (− Δ + Λ ₂ /2). Wie in Abb. 8 gezeigt, optischer Diodeneffekt bei λ ~921 nm schaltet sich innerhalb eines Zeitraums von Λ . ein und aus ₂ /2 als Δ steigt. Übertragungsspitze von T _D zeigt eine leichte Blauverschiebung und den optischen Diodeneffekt bei λ ~1315 nm ist immer eingeschaltet, wenn Δ steigt. In Abb. 8a ist ein neuer Transmissionspeak bei λ . zu sehen _N taucht in T auf _U Kurve in der Nähe von λ _U . Wenn Δ steigt von Λ ₂ /12 bis Λ ₂ /6, der Gipfel bei λ _N zeigt eine Blauverschiebung, während der Peak bei λ _U weist eine Rotverschiebung auf (Abb. 8a, b). E _y Verteilungen für Transmissionsresonanzen bei λ _U und λ _N sind in Abb. 8b eingefügt. Nach den Simulationsergebnissen ist die Resonanz bei λ _N entsteht durch die Energieaufspaltung. Wenn Δ erhöht sich auf Λ ₂ /4, dargestellt in Abb. 8c, T _U wird unterdrückt und zwei Übertragungsresonanzen verschwinden, wodurch der optische Diodeneffekt bei λ . ausgeschaltet wird ~921 nm.

Gemäß der Theorieanalyse kann das Betriebswellenband einer optischen Diode in einem bestimmten Bereich durch Optimierung der Gitterparameter erhalten werden. Abbildung 9 zeigt, dass die Transmission der dichroitischen optischen Diode im sichtbaren Lichtbereich mit den Strukturparametern d . erreicht wird = 100 nm, Λ ₁ = 450 nm, Λ ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm. Die maximalen Transmissionsgrade der Transmissionswellenbänder dichroitischer Dioden betragen 80 % (bei 522 nm für Aufwärtseinfall) und 71 % (bei 732 nm für Abwärtseinfall) und die entsprechenden Isolationskontrastverhältnisse η sind 0,998 und 0,993.

Transmissionsspektren und Isolationskontrastverhältnis für die optische Diodenstruktur mit d = 100 nm, Λ ₁ = 450 nm, Λ ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm

Darüber hinaus beeinflusst die Komponente der Elementarzelle in unserer Struktur auch das Phänomen der optischen Dioden. Nach Gl. (5), die Wellenbänder des Diodeneffekts hängen von Λ . ab ₁ und Λ ₂ . In unserer Forschung wählen wir die Elementarzelle aus, die aus 2 Einheiten von G . besteht ₁ und 3 Einheiten von G ₂ , d. h. 2Λ ₁ = 3Λ ₂ , um gleichzeitig hohe Transmissionsgrade und gute Isolationskontrastverhältnisse in den optischen Diodenwellenbändern zu erhalten. Fig. 10 zeigt beispielsweise die dichroitische Transmission der optischen Diodenstruktur mit ihrer Elementarzelle, die aus 3 Einheiten von G . besteht ₁ und 4 Einheiten von G ₂ . Die optischen Diodeneffekte werden bei 530 nm mit T . erreicht _U = 72 % und 659 nm mit T _U = 76%. Die Isolationskontrastverhältnisse bei den beiden Wellenlängen werden auf 0,912 und 0,987 reduziert, da der Unterschied von |g ₁ | und |g ₂ | klein ist und das als Selektor fungierende Gitter die SSPs beider Gitter mit unterschiedlichen Wirkungsgraden anregen kann. Außerdem, wenn Λ ₁ = 2Λ ₂ , die SPs-Übertragungsresonanz in der optischen Diodenstruktur, verursacht durch die Beugung erster Ordnung von G ₂ kann auch durch die Beugung zweiter Ordnung von G . angeregt werden ₁ für 2g ₁ = g ₂ , was das Isolationskontrastverhältnis verringern würde. Die gute Eigenschaft der optischen Diode erfordert also, dass zwei Gitterkonstanten eine ausreichende Differenz aufweisen und die ganzzahlige Vielfache Beziehung vermieden wird.

Transmissionsspektren und das Isolationskontrastverhältnis für die optische Diodenstruktur mit der Elementarzelle einschließlich 3 Einheiten von G ₁ und 4 Einheiten von G ₂ . d = 100 nm, Λ ₁ = 400 nm, Λ ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm

Schlussfolgerungen

Die auf SPs basierende dichroitische optische Diodenübertragung wird in unserer Struktur realisiert, die aus zwei parallel versetzten Silbergittern und einer Siliziumdioxid-Zwischenschicht besteht. Das erste beleuchtete metallische Gitter wählt das Transmissionswellenband durch Anregung von SSPs aus, und das andere metallische Gitter emittiert elektromagnetische Energie nach vorne durch die Oberflächenelektronenoszillationen. Wenn die Einfallsrichtung des Lichts umgekehrt wird, tauschen die Rollen von zwei Gittern aus, und ein weiteres Übertragungswellenband der optischen Diode erscheint. Das optische Isolationsverhältnis kann fast bis zu 1 erreichen. Die Übertragungswellenbänder optischer Dioden können durch Änderung der Strukturparameter auf unterschiedliche Bereiche eingestellt werden. Die Betriebswellenbänder und der Transmissionsgrad der optischen Diode sind unabhängig von der einfallenden Intensität. Die Dicke der Struktur beträgt nur wenige hundert Nanometer. Diese Eigenschaften unserer Struktur bieten ein breites Anwendungsspektrum in integrierten Schaltkreisen.

Abkürzungen

ISPs:

Induzierte Oberflächenplasmonen.

SPs:

Oberflächenplasmonen

SSPs:

Strukturierte Oberflächenplasmonen