Hocheffizientes dichroisches optisches Dioden-Element mit dual versetzten metallischen Gittern

Zusammenfassung

Eine optische Diodenstruktur mit zwei versetzten parallelen metallischen Gittern wird vorgeschlagen und numerisch untersucht. Dichroische optische Diodentransmission wird in dieser Struktur realisiert, d. h., der optische Diodeneffekt wird in zwei Wellenbändern beobachtet, die entgegengesetzte Transmissionsrichtungen aufweisen. In der Struktur sind zwei parallele metallische Gitter mit unterschiedlichen Gitterkonstanten durch eine dielektrische Schicht getrennt. Das erste beleuchtete Gitter wirkt als Selektor für die Anregung von Oberflächenplasmonen bei einer geeigneten Wellenlänge. Das andere Gitter fungiert als Emitter zur Realisierung der optischen Transmission. Wenn die Einfallsrichtung umgekehrt wird, tauschen die Rollen der beiden Gitter und Oberflächenplasmonen werden bei einer anderen Wellenlänge angeregt. In den dichroischen Transmissionswellenbändern zeigt die optische Diodenstruktur außergewöhnliche Transmission und besitzt eine hohe optische Isolierung bis zu 1. Darüber hinaus können die Arbeitswellenbänder durch Änderung der Strukturparameter moduliert werden.

Einleitung

Optische Dioden, die Photonen in eine Richtung übertragen und die Transmission in umgekehrter Richtung blockieren, haben aufgrund ihrer unidirektionalen Transmissions Eigenschaft beträchtliche Aufmerksamkeit erregt [1]. Optische Diodeneffekte können beobachtet werden, wenn die Zeitumkehr-Symmetrie der Licht-Materie-Wechselwirkung gebrochen wird. Externe Magnetfelder [2], Bias-Spannungen [3], Akustische Wellen [4] oder zeitabhängige Modulation [5, 6] können angewendet werden, um den optischen Diodeneffekt zu erzielen. Zusätzlich 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 gewannen metallische Mikro-Nano-Strukturen großes Interesse aufgrund der vielversprechenden Eigenschaften von Oberflächenplasmonen (SPs). Plasmonische Geräte werden in vielen Forschungsbereichen vorgeschlagen, wie Metasurface-Holographie [10–14], Brechungsindex-Sensoren [15, 16] und Filter [17, 18]. Plasmonische Geräte können die Wechselwirkung elektromagnetischer Felder im Nanomaßstab stark modifizieren [19]. Die Modulation von SPs kann durch Änderung der umgebenden dielektrischen Umgebung und geometrischer Parameter metallischer Strukturen realisiert werden [20, 21]. Optische Dioden aus nanoskaligen metallischen Strukturen, z. B. plasmonische Schichten zwischen Gittern [22, 23], kaskadierte plasmonische Gitter [24, 25], plasmonische Nanoloecher [26], plasmonische Schlitzwellenleiter [27] und plasmonische Nanopartikel-Aggregate [28], werden breit für optische Informationsverarbeitung untersucht.

In dieser Arbeit wird dichroische optische Diodentransmission in zwei versetzten parallelen metallischen Gittern erreicht, die eine dielektrische Schicht einschließen. Sowohl Transmissionsverstärkung als auch hoher Isolationskontrast werden in den zwei Arbeitswellenbändern mit umgekehrten Transmissionsrichtungen erreicht, da metallische Gitter aus schmalen Schlitzen außergewöhnliche Lichttransmission zeigen [29, 30] und asymmetrische Strukturen unidirektionale Transmission realisieren [27–31]. Je nach Beleuchtungsreihenfolge fungieren die beiden metallischen Gitter mit unterschiedlichen Gitterkonstanten als Selektor und Emitter. Der Selektor wählt die Resonanzwellenlänge durch Anregung von SPs aus, und mit dem Beitrag von SPs realisiert der Emitter die Lichttransmission. Wenn die Einfallsrichtung umgekehrt wird, tauschen die Rollen der beiden Gitter und SPs werden bei einer anderen Wellenlänge angeregt. Daher wird die dichroische optische Diodentransmission erzielt. Die Dicke der in dieser Arbeit vorgeschlagenen optischen Diodenstruktur beträgt lediglich 160 nm. Mit der Entwicklung von Nanofabrikationstechnologien können viele Methoden zur Herstellung metallischer Gitterstrukturen angewendet werden, wie UV-Nanoimprint-Lithografie [32], Laser-Direkt-Schreib-Lithografie [33] und Elektronenstrahl-Lithografie [34]. Der optische Diodencharakter ist unabhängig von der Einfallsintensität. Diese Eigenschaften implizieren, dass unsere Struktur umfangreiches Potenzial in der optischen Integration hat.

Methoden

Das Schema der optischen Diodenstruktur ist in Abb. 1 dargestellt. Die Struktur besteht aus zwei Silbergittern G₁ und G₂, die eine Siliciumdioxid-Schicht einschließen. Die Dicke der Siliciumdioxid-Schicht wird als d bezeichnet. G₁ und G₂ haben die gleiche Schlitzbreite s, die gleiche Dicke h und unterschiedliche Gitterkonstanten Λᵢ (i = 1, 2). Die Structure ist translationssymmetrisch und die Elementarzelle enthält 2 Einheiten von G₁ und 3 Einheiten von G₂. Δ bezeichnet die laterale relative Position von G₁ und G₂ in einer Elementarzelle. Das Drude-Modell [35] wird verwendet, um die Dielektrizitätsfunktion von Silber zu beschreiben. Der Brechungsindex von Siliciumdioxid beträgt 1,5, dessen Dispersion vernachlässigt wird. Das umgebende Dielektrikum ist Luft mit Brechungsindex 1. Eine normal einfallende p-polarisierte ebene Welle wird verwendet, um den optischen Diodeneffekt zu untersuchen.

Schematisches Diagramm der optischen Diodenstruktur. a Die Elementarzelle. b Gesamtansicht

Die Transmission T der optischen Diodenstruktur ist wie folgt definiert:

wobei P_i die einfallende Leistung und P_o die Ausgangsleistung ist. T wird numerisch mit der Finite-Differenzen-Zeitbereich-Methode (FDTD) [36] simuliert. Periodische Randbedingungen werden an den linken und rechten Seiten angewendet, und perfekt angepasste Schichten werden an den oberen und unteren Seiten unseres Simulationsmodells verwendet. T_D und T_U repräsentieren die Transmission für abwärts und aufwärts gerichtete Einfallsrichtung. Die optische Diodeneigenschaft wird durch den Isolationskontrast η beschrieben:

Daher bedeutet η = 1 die beste optische Diodenleistung.

Ergebnisse und Theoretische Analysen

Die Transmission und der Isolationskontrast der optischen Diodenstruktur sind in Abb. 2 dargestellt. T_D unterscheidet sich von T_U, wenn die Einfallwellenlänge kleiner als λ_C ist. T_D erreicht den Maximalwert 0,73 und T_U beträgt 3,7 × 10⁻³ bei λ_D (1315 nm). Wohingegen erreicht T_U den Maximalwert 0,82 und T_D beträgt 3,6 × 10⁻⁴ bei λ_U (921 nm). Die Isolationskontraste bei λ_D und λ_U betragen 0,990 bzw. 0,999. Abbildung 2 zeigt, dass der optische Diodeneffekt bei etwa λ_D und λ_U erzielt wird, und die beiden Wellenbänder haben umgekehrte Transmissionsrichtungen. In den dichroischen Dioden-Arbeitswellenbändern zeigt die Struktur außergewöhnliche Transmission.

Transmissionsspektren und der Isolationskontrast der optischen Diodenstruktur mit d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm, Λ₂ = 600 nm und Δ = 0 nm

Um die dichroische optische Diodentransmission zu verstehen, werden die elektrische Feldintensität |E|² bei den zwei Arbeitswellenbändern simuliert. Wie in Abb. 3a, d gezeigt, wird das elektrische Feld zwischen den zwei Gittern verstärkt, wenn Licht durch die optische Diodenstruktur transmitriert. Gleichzeitig zeigen Abb. 3b, c den umgekehrten Blockierstatus. Die Verstärkung des elektromagnetischen Feldes zwischen den zwei Gittern ist auf die SPs an zwei angrenzenden Silber/Siliciumdioxid-Grenzflächen zurückzuführen. Die Arten der SPs an den zwei Gittern sind unterschiedlich, klassifiziert als strukturierte SPs (SSPs) und induzierte SPs (ISPs). SSPs werden am ersten beleuchteten Gitter (Selektor) angeregt und erzeugt. ISPs werden am späteren Gitter (Emitter) durch Kopplung zwischen SPPs und der angrenzenden Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche induziert. Aufgrund von SSPs und ISPs transmitriert Licht durch die optische Diodenstruktur.

Verteilungen der elektrischen Feldintensität |E|² für abwärts Einfall bei λ_D = 1315 nm (a), aufwärts Einfall bei λ_D = 1315 nm (b), abwärts Einfall bei λ_U = 921 nm (c) und aufwärts Einfall bei λ_U = 921 nm (d)

Oberflächenladungsdichte an der Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche und E_y-Komponente der elektrischen Feldverteilung sind in Abb. 4 dargestellt, um die SP-Kopplungsfunktionen zu enthüllen. In Abb. 4a haben G₁ und G₂ entgegengesetzte Ladungen auf ihren angrenzenden Oberflächen, ähnlich einem Plattenkondensator. Unter abwärts Einfallbedingungen fungiert G₁ als Selektor zur Anregung von SSPs bei λ_D. Die periodische Oberflächenladungsdichteverteilung zeigt, dass SPPs durch die Gitterkonstante von G₁ bestimmt wird. G₂ unterstützt die von SPPs induzierten ISPs und fungiert als Emitter für die Transmission. E_y zwischen G₁ und G₂ wird durch die Kopplung zwischen SPPs und ISPs verstärkt, wie in Abb. 4b gezeigt. Für die aufwärts Einfallbedingung in Abb. 4c, d fungiert G₂ als Selektor und G₁ als Emitter.

Die Oberflächenladungsdichte an der Silber/Siliciumdioxid-Grenzfläche an G₁ und G₂, unter der Bedingung abwärts Einfall bei λ_D = 1315 nm (a) und aufwärts Einfall bei λ_U = 921 nm (c). E_y-Komponente des elektrischen Feldes unter der Bedingung abwärts Einfall bei λ_D = 1315 nm (b) und aufwärts Einfall bei λ_U = 921 nm (d)

Wie aus Abb. 4 ersichtlich, ist das Transmissionsfeld periodisch und nicht-uniform in horizontaler (x-Achse) Richtung. Die Periode Λ (Λ = 2Λ₁ = 3Λ₂) der Transmissionsfeldverteilung wird durch die integrierte optische Diodenstruktur moduliert und erfüllt 2π/Λ = |g₁ - g₂|, wobei g_i der Gittervektor von G_i (i = 1, 2) ist. Der laterale Wellenvektor κ des transmittierten Lichts leitet sich aus der Superposition von g₁ und g₂ ab:

Und er entscheidet die kritische Wellenlänge λ_C (λ_C = 2π/|κ|) für T_D ≠ T_U. Nach Gleichung (3) beträgt λ_C für unsere oben genannte Struktur 1800 nm, was in guter Übereinstimmung mit den Simulationsergebnissen λ_C = 1806 nm in Abb. 2 steht. Optische Diodeneffekte erscheinen im Bereich λ ≤ λ_C. Laut Simulationsergebnissen ist die Periode der integrierten Gitter (1800 nm) größer als die Dioden-Arbeitswellenlängen (1315 nm und 921 nm). Mehrordnungs-Beugungskomponenten können durch Lichtstreuung an den integrierten Gittern erhalten werden. Daher ist das Transmissionsfeld nicht uniform entlang der Richtung parallel zu den Gittern, selbst wenn das Licht in den Fernfeldbereich transmittiert wird.

SSPs des Silbergitters sind ähnlich zu SPs an planaren Silber/Siliciumdioxid-Grenzflächen, außer dass SSPs strahlende Moden sind [37], während SPs vollständig oberflächengebundene Moden sind. SSPs können annähernd als SPs an planaren Silber/Siliciumdioxid-Grenzflächen behandelt werden, wenn die Schlitze der Gitter extrem schmal sind. So kann die Dispersionsrelation von SSPs wie folgt geschrieben werden [38]:

wobei k_0 der Freiraum-Wellenvektor und ε_m und ε_d die Dielektrizitätskoeffizienten von Silber und Siliciumdioxid sind. Die durch Gleichung (4) beschriebene Dispersionskurve ist in Abb. 5 illustriert. Die mit Drude-Modellparametern [35] in dieser Arbeit berechnete Dispersionskurve stimmt gut mit der mit Johnsons und Christys optischen Konstantendatensätzen [39] berechneten überein, wenn die Photonenenergie unter 2,75 eV (λ > 450 nm) liegt. In Abb. 5 stellen die vertikalen roten und schwarzen Strichlinien |g₁| und |g₂| dar. SSPs werden durch das Gitter angeregt, wenn die Vektoranpassungsbedingung [40] erfüllt ist:

Dispersion von SPs an planaren Silber/Siliciumdioxid-Grenzflächen, berechnet mit Drude-Modell und Johnsons und Christys optischen Konstantendaten. Die vertikalen roten und schwarzen Strichlinien stellen die Gittervektorbeträge |g₁| und |g₂| dar

Für Normalfall (θ = 0°) hat die erste Ordnung (N = 1) Beugung eines Gitters die höchste Beugungseffizienz, d. h., die größte Anregungseffizienz für SSPs. Daher wird Gleichung (5) an den roten und schwarzen Punkten in Abb. 5 erfüllt:

In der optischen Diodenstruktur ist G₁ der Selektor zur Anregung von SSPs für abwärts Einfall und G₂ der Selektor für aufwärts Einfall. G₁ und G₂ 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_D (1315 nm) in Abb. 2 entspricht. Ebenso beträgt die Photonenenergie am schwarzen Punkt 1,04 eV und die Wellenlänge 924 nm, entsprechend λ_U (921 nm) in Abb. 2. Als Approximation des Gitters an eine Platte sind die SSP-Resonanzwellenlängen, berechnet mit Gleichung (4) und (6), nicht exakt gleich den mit FDTD-Methoden simulierten in Abb. 2.

Gleichung (5) zeigt, dass der Einfallswinkel θ die Wellenvektor-Anpassungsbedingung des Gitters zu SSPs beeinflusst. Mit der Änderung von θ werden die Transmission und der Isolationskontrast bei λ_D (1315 nm) und λ_U (921 nm) simuliert und in Abb. 6a, b gezeigt. Mit θ zunehmend von 0° auf 10° nehmen T_D bei λ_D und T_U bei λ_U ab aufgrund der Wellenvektor-Fehlanpassung zwischen g_i 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 0° ≤ θ ≤ 5° sind T_D bei λ_U und T_U bei λ_D fast 0, und η bleibt stets größer als 0,98 bei sowohl λ_U als auch λ_D. Abbildung 6 demonstriert, dass die Struktur guten optischen Diodeneffekt bei λ_D und λ_U unter Kleinwinkel-Einfall zeigt.

Der Einfluss des Einfallswinkels auf Transmission und Isolationskontrast 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 Transmissionsspektren und Isolationskontrast.

Die Zwischenschichtdicke d und die laterale relative Gitterposition Δ sind durch Fertigungsgenauigkeit begrenzt. Der Einfluss von d und Δ auf Transmissionsspektren und Isolationskontraste sind in Abb. 7 und 8 gezeigt. Abb. 7 zeigt, dass die Arbeitswellenbänder der optischen Diode eine leichte Rotverschiebung aufweisen, wenn d zunimmt. Gleichzeitig nimmt der Maximalwert von T_D sehr wenig ab, aber der Maximalwert von T_U signifikant. Die Zunahme von d verlängert die Lichttransmissionsdistanz durch die Struktur, schwächt die elektromagnetische Wechselwirkung zwischen G₁ und G₂ und beeinträchtigt die an der Emitteroberfläche induzierte Ladungsdichte. Wie in Abb. 4 zu sehen, wirken Ladungen, verteilt an den Schlitzecken des Emitters, als elektrische Dipolquellen des Transmissionsfeldes. Die Ladungsdichte an den Schlitzecken des Emitters G₂ (Abb. 4a) ist viel größer als an denen des Emitters G₁ (Abb. 4c), daher beeinflusst d den Maximalwert von T_D weniger als den von T_U. Außerdem erscheinen mit der Zunahme von d kleine Peaks, markiert als FP₁ und FP₂, in T_U, und der Transmissionspeak von FP₁ zeigt eine große Rotverschiebung. Verteilungen der elektrischen Feldintensität |E|² beweisen, dass FP₁ und FP₂ aus Fabry-Perot-Resonanzen resultieren.

Der Einfluss von d auf Transmissionsspektren und den Isolationskontrast. d = 220 nm (a), d = 240 nm (b) und d = 260 nm (c) bei s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm, Λ₂ = 600 nm und Δ = 0 nm. Die Insets sind Verteilungen der elektrischen Feldintensität |E|² für aufwärts Transmissionsresonanzen

Der Einfluss von Δ auf Transmissionsspektren und den Isolationskontrast. Δ = 50 nm = Λ₂/12 (a), Δ = 100 nm = Λ₂/6 (b) und Δ = 150 nm = Λ₂/4 (c) bei d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm und Λ₂ = 600 nm. Die Insets in (b) sind E_y-Verteilungen für aufwärts Transmissionsresonanzen

Wie in Abb. 1 gezeigt, ist die optische Diodenstruktur periodisch und hat die gleiche Elementarzelle, wenn Δ = a ± MΛ₂/2 (0 nm < a < Λ₂/2 und M = 0, 1, 2…). Außerdem ist die Elementarzelle von Δ = a links-rechts spiegelbildlich symmetrisch zu der von Δ = −a ± MΛ₂/2 und sie können den gleichen Transmissionseffekt realisieren. So wird die Transmission der optischen Diodenstruktur durch Δ beeinflusst als: T(Δ) = T(Δ + Λ₂/2) = T(−Δ + Λ₂/2). Wie in Abb. 8 gezeigt, schaltet sich der optische Diodeneffekt bei λ ~ 921 nm innerhalb einer Periode von Λ₂/2 ein und aus, wenn Δ zunimmt. Der Transmissionspeak von T_D zeigt jedoch eine leichte Blauverschiebung und der optische Diodeneffekt bei λ ~ 1315 nm ist immer an, wenn Δ zunimmt. In Abb. 8a taucht ein neuer Transmissionspeak bei λ_N in der T_U-Kurve nahe λ_U auf. Wenn Δ von Λ₂/12 auf Λ₂/6 zunimmt, zeigt der Peak bei λ_N eine Blauverschiebung, während der Peak bei λ_U eine Rotverschiebung aufweist (Abb. 8a, b). E_y-Verteilungen für Transmissionsresonanzen bei λ_U und λ_N sind in Abb. 8b eingefügt. Laut Simulationsergebnissen erzeugt die Resonanz bei λ_N durch Energieaufspaltung. Wenn Δ auf Λ₂/4 zunimmt, gezeigt in Abb. 8c, wird T_U unterdrückt und zwei Transmissionsresonanzen verschwinden, wodurch der optische Diodeneffekt bei λ ~ 921 nm abgeschaltet wird.

Laut theoretischer Analyse kann das Arbeitswellenband der optischen Diode in einem bestimmten Bereich durch Optimierung der Gitterparameter erzielt werden. Abb. 9 zeigt, dass die dichroische optische Diodentransmission im sichtbaren Lichtbereich mit Strukturparametern d = 100 nm, Λ₁ = 450 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm erreicht wird. Die maximalen Transmissionen der dichroischen Dioden-Transmissionswellenbänder betragen 80 % (bei 522 nm für aufwärts Einfall) und 71 % (bei 732 nm für abwärts Einfall), und die entsprechenden Isolationskontraste η sind 0,998 und 0,993.

Transmissionsspektren und Isolationskontrast für die optische Diodenstruktur mit d = 100 nm, Λ₁ = 450 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm

Des Weiteren beeinflusst der Bestandteil der Elementarzelle in unserer Struktur auch die optischen Diodenphänomene. Laut Gleichung (5) hängen die Wellenbänder des Diodeneffekts von Λ₁ und Λ₂ ab. In unserer Forschung wählen wir die Elementarzelle bestehend aus 2 Einheiten von G₁ und 3 Einheiten von G₂, d. h., 2Λ₁ = 3Λ₂, um gleichzeitig hohe Transmissionen und gute Isolationskontraste in den optischen Diodenwellenbändern zu erhalten. Zum Beispiel zeigt Abb. 10 die dichroische Transmission der optischen Diodenstruktur mit ihrer Elementarzelle bestehend aus 3 Einheiten von G₁ und 4 Einheiten von G₂. Die optischen Diodeneffekte werden bei 530 nm mit T_U = 72 % und 659 nm mit T_U = 76 % erzielt. Die Isolationskontraste an den zwei Wellenlängen sinken auf 0,912 und 0,987, weil der Unterschied von |g₁| und |g₂| klein ist und das als Selektor fungierende Gitter die SSPs beider Gitter mit unterschiedlichen Effizienzen anregen kann. Zusätzlich, wenn Λ₁ = 2Λ₂, kann die SP-Transmissionsresonanz in der optischen Diodenstruktur, verursacht durch die erste Ordnungsbeugung von G₂, auch durch die zweite Ordnungsbeugung von G₁ für 2g₁ = g₂ angeregt werden, was den Isolationskontrast verringern würde. Also erfordert gute optische Diodeneigenschaft, dass zwei Gitterkonstanten einen ausreichenden Unterschied haben und die ganzzahlige Vielfachbeziehung vermeiden sollten.

Transmissionsspektren und der Isolationskontrast für die optische Diodenstruktur mit der Elementarzelle einschließlich 3 Einheiten von G₁ und 4 Einheiten von G₂. d = 100 nm, Λ₁ = 400 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm und Δ = 0 nm

Schlussfolgerungen

Die dichroische optische Diodentransmission basierend auf SPs wird in unserer Struktur realisiert, die aus zwei versetzten parallelen Silbergittern und einer Siliciumdioxid-Zwischenschicht besteht. Das erste beleuchtete metallische Gitter wählt das Transmissionswellenband durch Anregung von SSPs aus, und das andere metallische Gitter emittiert elektromagnetische Energie vorwärts durch Oberflächenelektronenschwingungen. Wenn die Einfallsrichtung des Lichts umgekehrt wird, tauschen die Rollen der beiden Gitter und ein weiteres optisches Dioden-Transmissionswellenband erscheint. Der optische Isolationsverhältnis kann fast 1 erreichen. Optische Dioden-Transmissionswellenbänder können in verschiedene Bereiche durch Änderung der Strukturparameter angepasst werden. Die optischen Dioden-Arbeitswellenbänder und die Transmission sind unabhängig von der Einfallsintensität. 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