Graphenbasierter, polarisationsunabhängiger Elektroabsorptionsmodulator im mittleren Infrarot, integriert in einen Chalkogenidglas-Wellenleiter

Einführung

Glasfaser-Kommunikationsnetze im nahen Infrarotbereich werden zum Kern der gesamten Telekommunikationsnetze. Das mittlere Infrarot ist jedoch auch ein wichtiges Wellenband für die Anwendung elektrooptischer Geräte in militärischen und zivilen Bereichen, wie Infrarot-Gegenmaßnahmen, chemische Sensoren, Infrarotlenkung, Umweltüberwachung, Weltraumkommunikation usw. Darüber hinaus ist mittleres Infrarot integrierte elektrooptische Geräte wie Fotodetektoren und Modulatoren werden ebenfalls entwickelt, um das Kommunikationsfenster von 1,55 µm zu erweitern.

In den letzten Jahren wurden 2D-funktionelle elektrooptische Materialien wie Graphen [1,2,3,4], Chalkogenid [5] und schwarzer Phosphor [6] entdeckt, die die Entwicklung integrierter elektrooptischer und die traditionelle Leistungsbegrenzung durchbrochen. Unter diesen Materialien gilt Graphen aufgrund einiger attraktiver Vorteile [7] wie konstante Absorption über ein breites Spektrum [8], ultrahohe Ladungsträgerbeweglichkeit bei Raumtemperatur [9], elektrisch steuerbar . als ideales Material für die Realisierung optischer Modulatoren Leitfähigkeit und Kompatibilität mit CMOS-Verarbeitung. Folglich ist der optische Modulator auf Graphenbasis zu einem heißen Forschungsthema geworden. Bei weitem liegt der Betriebswellenbereich der meisten berichteten optischen Modulatoren auf Graphenbasis jedoch bei etwa 1,31 μm oder 1,55 μm [10,11,12,13]. Das Modulationsprinzip des nahen Infrarots und des mittleren Infrarots ist das gleiche, aber die Betriebswellenlänge des Modulators hängt hauptsächlich von den Wellenleiter-Transparenzfenstern ab. Der Schlüsselpunkt für die Realisierung von Graphen-basierten Modulatoren im mittleren Infrarot ist die Integration von Graphen und verschiedenen Wellenleitermaterialien im mittleren Infrarot. Im Jahr 2017 haben Lin et al. [14] berichteten über einen optischen Modulator mit mittlerer Infrarot-Elektroabsorption basierend auf Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ -auf-Graphen-Struktur, die das Feld des Graphen-basierten Mittel-Infrarot-Modulators eröffnete.

Graphen als elektrooptisches Material ist auch eine der wichtigsten Eigenschaften des anisotropen Dielektrikums [15] zu berücksichtigen, die in diesem Artikel experimentell nachgewiesen wurde [16]. Die Permittivität in der Ebene ist einstellbar, die Permittivität in der Vertikalen beträgt jedoch konstant 2,5. Das Graphen kann also nur stark mit dem elektrischen Feld in der Ebene wechselwirken [10]. Dies ist der Grund, warum zuvor beschriebene Modulatoren auf Graphenbasis eine starke Polarisationsabhängigkeit aufweisen, bei der Modulatoren nur den elektrischen Feldmodus in der Ebene modulieren können [10 ,11,12,13]. Im Allgemeinen ist der Polarisationszustand von Licht in Wellenleitern oder Fasern zufällig. Um die breite kommerzielle Anwendung von Graphen-basierten Modulatoren zu realisieren, muss das Problem der Polarisationsabhängigkeit gelöst werden.

In dieser Arbeit präsentieren wir eine neue Struktur eines graphenbasierten polarisationsunabhängigen elektrooptischen Modulators im mittleren Infrarot, der die Vorteile einer großen Modulationsbandbreite und eines breiten Spektrums an Polarisationsunempfindlichkeit hat. Wir haben die SOI-Struktur und ein Ge₂₃ . verwendet Sb₇ S₇₀ Glasstreifen, der in SiO₂ . eingebettet ist Mantel als Wellenleiterkern. In der Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Wellenleiter, zwei Graphenschichten haben eine U-Verteilung (Semiellipse) und sind durch Ge₂₃ . isoliert Sb₇ S₇₀ Glas. Da die Graphenschicht eine U-Typ-Verteilung aufweist, können sowohl TE- als auch TM-Modi stark mit Graphen wechselwirken. Durch die richtige Wahl der Strukturparameter können wir die Polarisationsabhängigkeit gut überwinden. Mit der Finite-Elemente-Methode (FEM) haben wir den effektiven Modenindex (EMI) und den Absorptionskoeffizienten (α ) des U -Struktur-Gerät. Das Ergebnis zeigt, dass die Realteile von EMI für TE (N _te ) und TM (N _tm ) Moden haben die gleichen Fluktuationen (mit konstanter Differenz) in unterschiedlichen chemischen Potentialen (μ _c ), und die Imaginärteile der beiden TE- und TM-Moden weisen in einem breiten Spektrum fast identische Fluktuationen und Wellenlängenunabhängig auf. Durch die richtige Wahl der Schaltpunkte für die Zustände „ON“ und „OFF“ beträgt die Modulationstiefe sowohl für den TE- als auch für den TM-Modus mehr als 16 dB, das Betriebswellenlängenspektrum beträgt 2–2,4 μm, der PSL beträgt weniger als 0,24 dB, und die theoretische Modulationsbandbreite von 3 dB beträgt bis zu 136 GHz.

Methoden

Das Transparenzfenster von Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Glas reicht von 2 bis 10 µm [17] und ist ein großartiges Material für die Photonik im mittleren Infrarot. Frühere Studie unter der Leitung von Lin et al. [14] hat seine Machbarkeit bewiesen, um Ge₂₃ . zu realisieren Sb₇ S₇₀ -Graphen-Mittel-Infrarot-Modulator. In dieser Arbeit nehmen wir auch Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Glas als Wellenleitermaterial. Die geometrische Struktur unseres vorgeschlagenen Modulators ist in Abb. 1 dargestellt, die mit einem thermischen Nanoimprint-Verfahren hergestellt wurde. Details der Prozessschritte sind in Abb. 1 schematisch dargestellt. Sie können auch auf Papier [18] verweisen, um Details zur Herstellung von PDMS-Verbundstempeln und Ge₂₃ . zu erhalten Sb₇ S₇₀ Glaslösung. Details zu geometrischer Größe und Materialien sind in Abb. 2b dargestellt.

Schematischer Prozessablauf des in Ge₂₃ . integrierten Graphen-basierten Modulators Sb₇ S₇₀

Illustration des polarisationsunabhängigen optischen Elektroabsorptionsmodulators. a 3D Schematische Darstellung des Modulators; b 2D-Querschnitt der U-Struktur Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ -Graphenwellenleiter, Abstand zwischen zwei Graphenschichten d = 50 nm, Wellenleiterbreite w = 0,96 μm, Höhe h = 0,8 μm. Die elektrische Feldverteilung für den TE-Modus (c ) und TM-Modus (d ), Pfeile zeigen die Polarisationsrichtung an

A SiO₂ Schicht mit einer Dicke von h = 0,8 µm wurde auf einem Si-Substrat aufgewachsen, und dann wurde eine Nut mit einer Breite von w = 0,96 µm und einer Höhe von h = 0,8 µm in SiO₂ . hergestellt Schicht unter Verwendung eines photolithographischen Verfahrens. Nach dem Füllen von Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Lösung und Musterung durch thermischen Nanoimprint, ein U-Typ Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Nut gemacht wurde. Eine 10 nm dicke hexagonale Bornitrid-(hBN)-Schicht wurde auf einem ebenen Bereich befestigt. Dann erste Graphenschicht, 50-nm-Dicke (Spin-Coating) Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Isolator und zweite Graphenschicht wurden auf dem U-Typ Ge₂₃ . befestigt Sb₇ S₇₀ Nut in Ordnung. Schließlich füllten wir den U-Typ Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Nut mit Ge₂₃ Sb₇ S₇₀ Lösung und übertragenem hBN-Mantel und hinzugefügter Elektrode. Die Elektrodenstruktur ist Au-Pd-Graphen, da der Kontaktwiderstand zwischen Graphen und Pd weniger als 100 (Ω/μm) beträgt [19]. Die Breite der Graphenschicht zwischen Elektrode und Wellenleiter beträgt 0,8 µm. Abbildung 2c, d zeigt die Verteilung des elektrischen Felds sowohl für den TE-Modus (in der Ebene) als auch den TM-Modus (vertikale Ebene).

Wenn Spannung an das Graphen angelegt wird, beträgt das chemische Potential des Graphens μ _c ist dynamisch abgestimmt. In unserem Modell wird Graphen als anisotropes Material behandelt. Die senkrechte Permittivität ε _⊥ des Graphens variiert nicht mit der μ _c und bleibt immer eine Konstante von 2.5, während die Permittivität in der Ebene des Graphens ε _‖ kann als [12] gestimmt werden.

Die δ steht für die Leitfähigkeit von Graphen und bezieht sich auf das chemische Potential μ _c , die aus der Kubo-Formel abgeleitet werden kann [20]. Die ω die Radiantfrequenz darstellt und h _g = 0.7 nm ist die effektive Dicke von Graphen.

Wir haben eine Ge₂₃ . gemacht Sb₇ S₇₀ Streifenwellenleiter, in den zwei flache Graphenschichten eingebettet waren (Abb. 3 Einschub). Abbildung 3 zeigt den Real- und Imaginärteil der EMI für den TE- und den TM-Modus bei einer Wellenlänge von 2,2 µm. Die EMI des TE-Modus änderte sich offensichtlich sowohl für Real- als auch für Imaginärteile. Im Gegensatz dazu traten bei der EMI des TM-Modus sowohl für Real- als auch für Imaginärteile keine signifikanten Schwankungen auf. Der Hauptgrund ist, dass die Polarisation im TM-Modus senkrecht zur Graphenebene verläuft und ε _‖ ist im chemischen Potential nicht abstimmbar. In dieser Arbeit biegen wir die Graphenschicht als U-Typ-Layout, um den TE- und TM-Modus gleichermaßen zu beeinflussen.

Graphen wurde in Ge₂₃ . gerade gepflastert Sb₇ S₇₀ Streifenwellenleiter. Der Real- und Imaginärteil der EMI für TE- und TM-Modi bei einer Wellenlänge von 2,2 μm

Ergebnisse und Diskussion

Obwohl über einen polarisationsunabhängigen elektrooptischen Modulator auf der Basis von Graphen berichtet wurde [15,16,17,18,19,20,21], hängt die Polarisationsunabhängigkeit dieser Geräte eng mit der Wellenlänge zusammen [22]. Daher wird in unserem Modell die U-Struktur verwendet, bei der wir feststellen, dass die Empfindlichkeit der Wellenleiterpolarisation schwach mit der Wellenlänge korreliert. Der imaginäre Teil der EMI wird als Elektroabsorption bezeichnet. Wie in Abb. 3 gezeigt, erreicht der imaginäre Teil der EMI bei niedrigem chemischem Potential um μ . seinen Höhepunkt _c = 0,1 eV. Somit ist die μ _c = 0,1 eV-Punkt kann als Zustandspunkt „OFF“ gewählt werden. Gleichzeitig ist die Diskrepanz des imaginären Teils der EMI zwischen den TE- und TM-Modi am „OFF“-Zustandspunkt am größten. Um eine geringere Absorptionsabweichung zu erzielen, müssen wir nur die Absorptionsabweichung am Zustandspunkt „AUS“ minimieren. Bei Wellenlänge  = 2,2 µm und Ra = 0,35 µm (Größe des kleineren Radius der Ellipse, die die horizontale Achse ist), durch Überstreichen der µ _c von 0,1 bis 0,8 eV, unter verschiedenen Rb (Größe des Hauptradius der Ellipse, die die vertikale Achse ist), der Einfluss von variiertem μ _c auf EMI für sowohl TE- als auch TM-Modi analysiert, wie in Fig. 4a gezeigt. Es ist offensichtlich, dass die Diskrepanzwerte zwischen den TE- und TM-Moden schnell abnehmen, wenn Rb von 0,35 auf 0,55 µm abgestimmt wird. Dies zeigt an, dass es möglich ist, eine niedrigere PSL um Rb = 0,55um zu erreichen. Wenn wir den Parameter Rb um 0,55 µm streichen, stellen wir daher fest, dass die Diskrepanz der Absorption zwischen TE- und TM-Mode zuerst abnimmt und dann mit der Zunahme von Rb zunimmt. Am Punkt Rb = 0,565 µm kann ein Minimalwert erhalten werden.

a Absorptionskoeffizient der TE- und TM-Modi als Funktion von μ _c bei unterschiedlichem Rb, (Wellenlänge =  2,2 µm, Ra  =0,35 µm); b der Absorptionskoeffizient der TE- und TM-Moden als Funktion von Rb (Ra = 0.35 μm, Wellenlänge = 2.2 μm, μ _c = 0,1 eV)

Bei Ra  = 0,35 µm, Rb  = 0,565 µm, Wellenlänge   = 2,2 µm wurde die Schwankung der EMI sowohl für den TE- als auch für den TM-Modus mit chemischem Potential analysiert. Wie in Fig. 5 gezeigt, weist der Realteil der EMI den gleichen Schwankungstrend für TE- und TM-Modi mit konstanter Differenz auf. Da der Modulator auf dem Elektroabsorptionsprinzip basiert, müssen wir uns nur um den Imaginärteil der EMI kümmern. Außerdem unter all den μ _c Werte, die α von TE und TM sind fast identisch. Dies ist die Eigenschaft, die wir zum Entwerfen eines polarisationsunabhängigen Elektroabsorptionsmodulators benötigen. Ein höchster und niedrigster Wert von α (proportional zum Imaginärteil von EMI) erhalten Sie bei μ _c = 0,1 eV und μ _c = 0,8 eV bzw. (Abb. 5). Somit ist der Punkt von μ _c = 0,1 eV und μ _c = 0.8 eV kann als „OFF“- und „ON“-Zustandspunkt gewählt werden.

Darstellung der Real- und Imaginärteile der EMI für TE- und TM-Modi als Funktion des chemischen Potentials

Die Variation von α als Funktion der Wellenlänge ist in Abb. 6a, b dargestellt. Aus Abb. 6 ist ersichtlich, dass die α der beiden Moden ist sehr identisch mit der Wellenlängenänderung im starken Absorptionszustand („OFF“-Zustand), und die Unterschiede zwischen den beiden Moden wurden relativ klein gehalten. Im Zustand „ON“ liegt die Abweichung von α zwischen TE- und TM-Modus in der Größenordnung von 10 ^–4 . Um die Diskrepanz zwischen zwei Moden weiter und genau zu messen, wird PSL als PSL = ER(TE)-ER(TM) definiert, wobei ER das Extinktionsverhältnis ist. Wir haben die Modulationstiefe des Modulators in zwei Moden als Funktion der Wellenlänge unter der Bedingung eines 200 µm langen Wellenleiters gemessen. Wie in Abb. 7 gezeigt, ist aus dem Diagramm ersichtlich, dass in einem breiten Spektrum von 2–2,4 µm die Modulationstiefe der beiden Moden mehr als 16 dB beträgt und die PSL weniger als 0,24 dB beträgt.

Absorptionskoeffizienten (α ) von TE und TM haben eine fast identische Fluktuation mit der Änderung der Wellenlänge im Zustand „OFF“ (a ) und „EIN“-Zustand (b )

Modulationstiefe der beiden Moden und PSL (Linie ER(TE-TM)) zwischen zwei Moden bei unterschiedlichen Wellenlängen

Bei einem optischen Modulator beträgt die Modulationsbandbreite von 3 dB f _3dB ist immer einer der wichtigsten Parameter, über die man sich Gedanken machen sollte. Da Graphen bei Raumtemperatur eine ultrahohe Ladungsträgermobilität aufweist, ist die Betriebsgeschwindigkeit des Graphen-basierten Modulators nicht mehr durch die Lebensdauer der Minoritätsträger begrenzt, wie dies bei herkömmlichen Halbleitermodulatoren der Fall ist. Die f _3dB eines Modulators auf Graphenbasis wird hauptsächlich durch die RC-Verzögerung behindert, die ausgedrückt werden kann als

Die R ist der Gesamtwiderstand des Geräts, einschließlich des Graphen-Schichtwiderstands Rs und des Metall-Graphen-Kontaktwiderstands Rc, der in früheren Arbeiten [23]-[25] sorgfältig diskutiert wurde. Das C ist die Kapazität des Modulators, die hauptsächlich aus dem Kondensator besteht, der von den beiden Graphenflocken gebildet wird. Obwohl dieser Kondensator kein ideales Parallelplattenkondensatormodell ist, um vorläufig die f . abzuschätzen _3dB , verwenden wir immer noch das Parallelplattenkondensatormodell, um das C . zu berechnen . In unseren Rechnungen wurden Rc = 100 Ω/μm [19] und Rs = 200 Ω/μm [26] verwendet, und die Überlappungsbreite zweier Graphenflocken beträgt etwa 1,53 μm. Die geschätzten f_3dB ist so hoch wie 136 GHz. Darüber hinaus sind in Zukunft niedrigere Werte von Rs und Rc möglich, was höhere f . bedeutet _3dB erhältlich.

Die obigen Simulationen basieren auf dem Semiellipsen-Layout mit Ra = 0,35 µm und Rb = 0,565 µm. In der Fertigung kann diese exakte Radiusgröße jedoch nicht immer garantiert werden. Daher haben wir auch die Fertigungstoleranz untersucht (Abb. 8). Wenn Ra von 0,345 bis 0,355 µm variiert (Abb. 8a) oder Rb von 0,56 bis 0,57 µm variiert (Abb. 8b), ist der PSL zwischen zwei Moden immer noch niedriger als 0,6 dB. Unser Gerät hat also eine große Fertigungstoleranz.

Modulationstiefe der beiden Modi bei unterschiedlichem Ra (a ) oder Rb (b )

Schlussfolgerungen

Abschließend präsentierten wir ein Konzept eines breitbandigen polarisationsunabhängigen graphenbasierten optischen Mittelinfrarot-Elektroabsorptionsmodulators. In unserer Struktur wird ein U-Struktur-Doppelschicht-Graphen in einem Chalkogenid-Glaswellenleiter platziert. Unter verschiedenen chemischen Graphenpotentialen, verschiedenen Wellenlängen und verschiedenen kurzen Radienlängen werden die Graphen-induzierten EMI-Variationen sowohl für TE- als auch für TM-Modi untersucht. Die Ergebnisse zeigen, dass TE- und TM-Moden im mittleren Infrarot eine nahezu identische Variation des Absorptionskoeffizienten von 2–2,4 μm aufweisen, was die Anforderung einer polarisationsunabhängigen Modulation erfüllt. Aufgrund dieser Struktur weist der Modulator mit einer Länge von 200 µm eine Modulationstiefe von mehr als 16 dB auf. Der Modulationstiefenunterschied zwischen den beiden Modi beträgt 0,24 dB und die theoretische Modulationsbandbreite des Geräts beträgt bis zu 136 GHz. Wir glauben, dass dieser polarisationsunabhängige elektrooptische Modulator auf Graphenbasis im mittleren Infrarot das Studium des Modulators auf Graphenbasis in den mittleren Infrarotbändern weiter fördern wird.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel enthalten.

Abkürzungen

ER:

Extinktionsverhältnis

TM:

Quermagnetisch

TE:

Quer elektrisch

PSL:

Polarisationsempfindlichkeitsverlust

FEM:

Finite-Elemente-Methode

EMI:

Effektivmodusindex

hBN:

Hexagonales Bornitrid