Plasmon-induzierte Transparenz durch asymmetrische Bowtie-Resonatoren für On-Chip-Optische Kommunikation

Zusammenfassung

Plasmon-induzierte Transparenz ist ein effizienter Weg, elektromagnetisch induzierte Transparenz nachzuahmen, der den undurchsichtigen Effekt des Mediums auf die sich ausbreitende elektromagnetische Welle eliminieren kann. Wir schlagen eine aperturseitig gekoppelte asymmetrische Bowtie-Struktur vor, um On-Chip plasmon-induzierte Transparenz im optischen Kommunikationsband zu realisieren. Die plasmon-induzierte Transparenz resultiert aus der starken Kopplung zwischen den verstimmten Bowtie-Dreiecksresonatoren. Jeder Resonator funktioniert als Fabry-Perot-Kavität mit kompakten Abmessungen. Die transparente Peak-Wellenlänge kann aufgrund ihrer starken linearen Relation zur Resonatorhöhe leicht kontrolliert werden. Das Verhältnis von Absorptionstal zum transparenten Peak kann mehr als 10 dB betragen. Zudem zeigt das Gerät dank exzellenter Linearität der Verschiebungswellenlänge zum Sensormaterialindex große Sensingleistung und Immunität gegenüber Strukturabweichungen.

Hintergrund

Der elektromagnetisch induzierte Transparenz (EIT)-Effekt, der aus quantenmechanischer destruktiver Interferenz zwischen zwei Pfaden in Dreiniveaus-Atom-Systemen resultiert [1,2], zeigt enormes Potenzial für Anwendungen in Langsamlicht-Ausbreitung [3,4], nichtlinearer Optik [5] und optischer Speicherung [6]. In einem EIT-System reduziert Quanteneffekt die Lichtabsorption über einen schmalen Spektralbereich, was eine scharfe Resonanz nahezu perfekter Transmission innerhalb eines breiten Absorptionsprofils erzeugt [7]. Der EIT-Effekt ist jedoch sehr empfindlich gegenüber Verbreiterung durch atomare Bewegung. Die Realisierung des EIT-Effekts erfordert stabile Gaslaser und rigorose Umgebungen, was praktische Anwendungen behindert. Kürzlich wurden verschiedene Konfigurationen vorgeschlagen, um EIT-ähnliche Transmission ohne rigorose experimentelle Bedingungen nachzuahmen, einschließlich gekoppelter Mikroresonatoren [8-12], Split-Ring und Metamaterialien [13-16] aus dielektrischen und metallischen Materialien. Unter ihnen erfordern metamaterialbasierte EIT mit periodischen Einheitsmustern ein angeregtes Signallicht, das in nicht-paralleler Richtung zur Chip-Oberfläche eintritt. Mit in Richtung parallel zur Chip-Oberfläche einfallendem Signallicht sind gekoppelte Mikroresonatoren bemerkenswert, um die Anforderung On-Chip-Integration von EIT-ähnlicher Transmission zu erfüllen. Um den Fußabdruck von EIT-Geräten weiter zu reduzieren, wurde plasmon-induzierte Transparenz (PIT) als Analogon zum klassischen EIT mit starker optischer Konfinierung jenseits der Beugungsgrenze für elektromagnetische Wellen vorgeschlagen [17-19]. Oberflächenplasmonen sind optisch induzierte Oszillationen freier Elektronen an der Grenzfläche Metall/Dielektrikum mit starker optischer Konfinierung und miniaturisierten photonischen Komponenten [20,21]. Kürzlich sind Metall/Isolator/Metall (MIM) plasmonische Wellenleiter mit extrem hoher optischer Konfinierung und engerem Abstand zu benachbarten Wellenleitern ein sehr vielversprechender Nanomaßstab-Wellenleiter, der die Beugungsgrenze überwinden kann und diverse Anwendungen in plasmonischen Sensoren [22], Kopplern [23] und Filtern [24] hat. Daher hat MIM-basierte PIT-Transmission großes Potenzial in On-Chip-Anwendungen optischer Kommunikation, optischer Informationsverarbeitung und nichtlinearer Optik.

Hier schlagen wir eine neuartige verstimmte Resonator-Struktur vor, um PIT-Transmission in MIM-Wellenleitern zu erhalten. Das Gerät mit planarer Struktur besteht aus zwei verstimmten Dreiecksresonatoren und einem Bus-Wellenleiter, die eine asymmetrische Bowtie-Struktur bilden, um den PIT-Effekt zu ermöglichen. Aufgrund der sensitiven und linearen Reaktion der transparenten Peak-Wellenlänge auf Strukturparameter und Medium im Wellenleiter ermöglicht das vorgeschlagene Gerät PIT-basiertes Brechungsindex-Sensing. Mit kompakter und leicht herzustellender Struktur könnte das Gerät große Bedeutung für On-Chip-Photonische Integration haben.

Methoden

Das Schema der asymmetrischen Bowtie-Struktur ist in Abb. 1 dargestellt, wobei das Hintergrundmaterial in Blau Silber ist, dessen Permittivität durch das Drude-Modell ε_r = ε_∞ - ω_p²/(ω² + jγω) beschrieben wird, mit ε_∞ = 3,7, ω_p = 9,1 eV und γ = 0,018 eV. Die hier verwendeten Parameter passen die experimentellen Daten bei optischen Kommunikationsfrequenzen [25]. Alle MIM-Wellenleiter sind mit Luft gefüllt. Der lange Streifen in der Mitte der Struktur ist der Bus-Wellenleiter für Lichttransmission. An beiden Seiten des Bus-Wellenleiters befinden sich die Bowtie-Resonatoren. Die Bowtie-Resonatoren sind asymmetrisch mit verstimmten Strukturparametern wie Höhe und Winkel, bezeichnet als H_u, H_d, θ_1 und θ_2. Die Scheitelpunkte der Dreiecke im Bowtie liegen in der Mitte des Bus-Wellenleiters. So haben die Bowtie-Resonatoren kleine Verbindungen zum Bus-Wellenleiter, was effiziente Kopplung zwischen ihnen ermöglicht. Die Breite der Bus-Wellenleiter ist auf 100 nm festgelegt und die Länge des Bus-Wellenleiters hat keinen Effekt auf das PIT-Transmissionsspektrum außer Transmissionsverlust. Daher ist seine Länge auf 1 µm festgelegt unter Berücksichtigung von Kompaktheit und Integration. Zwei Gitter an beiden Enden des Bus-Wellenleiters dienen zur Injektion breitbandiger oder wellenlängensweepender Lichtquelle und Sammlung des Transmissionsspektrums. Das Transmissionsspektrum wurde numerisch mit der Finite-Elemente-Methode unter Streurandbedingungen berechnet. In der numerischen Simulation wurde eine ebene Welle vom linken Gitter des Bus-Wellenleiters über einen Port injiziert, um fundamentale TM-Moden von SPs anzuregen. Das transmittierte Licht wurde vom rechten Gitter des Bus-Wellenleiters gesammelt, definiert als T = P_out/P_in, wobei P_in = ∫ Poavz dS₁ und P_out = ∫ Poavz dS₂; Poavz ist die z-Komponente des zeitgemittelten Leistungsflusses. Die Transmissionsspektren der Struktur werden durch parametrisches Sweepen der Eingangs-Wellenlänge erhalten. Diese asymmetrische Bowtie-Struktur könnte durch folgende Schritte gefertigt werden: Zuerst Abscheidung eines Ag-Films mit 500 nm Dicke auf Siliziumdioxid/Silizium-Substrat; dann Abscheidung eines Siliziumdioxid-Films mit 500 nm Dicke; schließlich Fertigung des erforderlichen Musters inklusive Gitter durch EBL und Ätzen. Das vorgeschlagene apertur-gekoppelte Schema hat potenziell weniger strenge Fertigungsanforderungen als Geräte basierend auf evaneszenzer Kopplung und kann verwendet werden, um effiziente Kopplung in anderen wichtigen MIM-plasmonischen Strukturen zu erreichen.

Ergebnisse und Diskussion

Im Gegensatz zu normalen rechteckigen Resonatoren werden die Dreiecksresonatoren im Bowtie nicht nur durch Seitenlänge, sondern auch Winkel bestimmt. Zunächst untersuchen wir den Einfluss des zum Bus-Wellenleiter verbundenen Winkels auf Transmission und Resonanzeigenschaften der vorgeschlagenen Struktur mit einem einzelnen Dreiecksresonator. Die Transmissionsspektren des einzelnen Dreiecksresonators sind in Abb. 2 gezeigt. Alle Resonatorhöhen sind auf 0,8 µm festgelegt. Der obere Winkel des Dreiecksresonators ist mit dem Bus-Wellenleiter verbunden, was elektromagnetische Energie seitlich vom Bus-Wellenleiter in den Dreiecksresonator koppelt. Daher erscheinen tiefe Transmissionstäler auf den Spektren in Abb. 2. Deren Anzahl, Bandbreite und Talwellenlängen werden durch die Strukturparameter des Resonators bestimmt. Für den Winkel von 20° gibt es zwei tiefe Transmissionstäler im Spektrum. Der Resonanztal bei längerer Wellenlänge ist 0. Ordnung in longitudinaler und horizontaler Richtung. Mit abnehmender Wellenlänge erlaubt die Resonatorhöhe einen weiteren Stehwellenknoten, was 1. Ordnung in longitudinaler Richtung ist. Die Situation für 40° ist ähnlich wie für 20°. Mit zunehmendem Winkel entsteht ein weiterer Resonanztal im Spektrum. Der größere Winkel lässt die Modenverteilung in horizontaler Richtung aufspalten und bildet einen Hochordnungsmodus 1. Ordnung in horizontaler Richtung. Für einen größeren Winkel von 80° spaltet sich der Modus L: 0. Ordnung in horizontaler Richtung auf und bildet L: 1.; H: 1. Modus. Somit resultiert der zunehmende Winkel sowohl in Wellenlängenverschiebung als auch in Aufspaltung der Modenverteilung in horizontaler Richtung mit Bildung von Hochordnungsmodi. Die Verschiebungswellenlänge hat keine direkte Relation zum Winkel, da die Winkelvariation auch die Seitenlänge ändert. Um stabile Resonanzeigenschaften zu erhalten, werden kleine Winkel bevorzugt.

Die Resonatorhöhe ist der Schlüsselparameter für die Resonanzeigenschaften. Die Transmissionsspektren des Geräts mit einem einzelnen Dreiecksresonator für Resonatorhöhen von 0,8 bis 1,1 µm sind in Abb. 3a gezeigt. Ein Kavitätswinkel von 40° wurde für die Simulation gewählt. Im Wellenlängenbereich von 1,2 bis 1,8 µm hat jedes Spektrum einen einzelnen Dip, den Resonanztal. Alle Taltransmissivitäten liegen bei ~0,1. Wie die elektromagnetische Verteilung von H_z bei resonanten und nicht-resonanten Wellenlängen in den Insets von Abb. 3a zeigt, koppelt der Großteil der elektromagnetischen Energie bei der resonanten Wellenlänge in den Dreiecksresonator, während die meisten anderen Wellenlängen des injizierten Breitbandlichts durch den Bus-Wellenleiter transmittiert werden. Mit inkrementeller Höhe zeigt die Talwellenlänge Rotverschiebungsverhalten. Wie in Abb. 3b gezeigt, ist die verschobene Wellenlänge proportional zur Höhe mit exzellenter Linearität. Die Verschiebung der Resonanzwellenlänge kann über die Stehwellenbedingung Nλ_N = 2n_gL, N = (1,2,3...) erklärt werden. Für ein spezifisches N verursacht die größere Höhe des Dreiecksresonators Rotverschiebung der Resonanzwellenlänge, während kürzere Höhe Blauverschiebung verursacht. Für verschiedene Winkel bleibt die Relation zwischen Resonanzwellenlänge und Höhe ähnlich, was Fertigung ohne strenge Anforderungen machbar macht.

Um PIT-Transmission zu realisieren, ist starke Kopplung zwischen Doppelresonatoren mit leicht verstimmter Kavitätslänge erforderlich. Die vorgeschlagene asymmetrische Bowtie-Struktur aus Dreiecksresonatoren mit leicht verstimmten Höhen ermöglicht starke Kopplung zwischen den Resonatoren. Durch feines Einstellen der Höhen der doppelten Dreiecksresonatoren erscheint ein transparenter Transmissionspeak im verbotenen Band des einzelnen Resonators. Wie in Abb. 4a gezeigt, wurde der Winkel von 20° gewählt, um nur ein Tal im Wellenlängenbereich zu erhalten, und die Höhen wurden fein ausgewählt, um das PIT-Transmissionsband um 1,55 µm für optische Kommunikationsanwendungen zu platzieren. Das Transmissionsspektrum des einzelnen Resonators mit Höhe 0,93 µm ist als gestrichelte rote Linie dargestellt. Sein Tal liegt bei 1,47 µm. Um strukturelle Differenz zusammen mit Talunterschied einzuführen, wird der einzelne Resonator mit Höhe 1,02 µm eingesetzt, um den vorherigen Resonator zu paaren. Das Spektrum ist als blaue gestrichelte Linie dargestellt und sein Tal liegt bei 1,61 µm. Dann koppelt die elektromagnetische Energie innerhalb der gepaarten Resonatoren stark, was ein Transmissionsspektrum mit zwei tiefen Tälern und einem transparenten Peak formt, dargestellt als schwarze durchgezogene Linie. Der transparente Peak liegt im Zentrum zwischen den beiden tiefen Tälern, was ein verbotenes Band für einzelne Resonatoren war. Wie die Insets zeigen, koppelt beim ersten Tal der Großteil der elektromagnetischen Energie in den Resonator unter dem Bus-Wellenleiter statt in den oberen. Beim zweiten Tal koppelt der Großteil in den oberen Resonator. Dies ist den einzelnen Resonatoren sehr ähnlich. Beim transparenten Peak transmittiert ~75 % der elektromagnetischen Energie durch den Bus-Wellenleiter, und nur ein kleiner Teil koppelt in die asymmetrischen Bowtie-Resonatoren, was ein transparentes Band für die sich ausbreitende elektromagnetische Energie bildet. Zu beachten ist, dass PIT auch in asymmetrischer Bowtie-Struktur mit unterschiedlichen Winkeln erzielt werden kann. Allerdings variieren Tal- und Peakwellenlänge nicht monoton mit dem Winkel, was die Kontrolle des transparenten Peaks sehr schwierig macht. Zudem führt, wie im obigen Abschnitt erwähnt, der Resonator mit größeren Winkeln zu Multimoden-Resonanz, was der Kontrolle des PIT-Effekts schadet. Daher wird nur die höhenunterschiedsinduzierte PIT in dieser Arbeit ausführlich behandelt. Der PIT-Effekt in der vorgeschlagenen asymmetrischen Bowtie-Struktur ist sensitiv zur Höhe. Um den transparenten Peak bei der optischen Kommunikationswellenlänge zu halten, werden mehrere Sätze von Resonatorhöhenwerten mit Höhendifferenz von 30 bis 190 nm ausgewählt, um den Einfluss der Höhendifferenz auf den PIT-Effekt zu untersuchen. Wie in Abb. 4b gezeigt, kann der transparente Peak bei 1,55 µm gehalten werden durch feine Auswahl von Resonatorhöhenwerten. Das maximale Verhältnis von transparentem Peak zu Absorptionstal kann mehr als 10 dB betragen. Breite und Transmissivität haben beide eine positive Relation zur Höhendifferenz. In Abb. 4c ist die volle Breite bei halber Maximam (FWHM) des transparenten Bands proportional zur Höhendifferenz mit annähernd linearem Verhalten, konsistent mit Abb. 3b. Aufgrund metallischer Dissipation ist vollkommen transparente Transmission des PIT-Effekts unpraktisch. Die Peak-Transmissivität steigt zunächst schnell mit zunehmender Höhendifferenz und tendiert dann dazu, sich über 0,8 zu stabilisieren.

Wie in den obigen Abschnitten dargelegt, werden Tal und transparenter Peak durch Strukturparameter und Mediummaterial im Resonator und Bus-Wellenleiter bestimmt. So ist PIT-basiertes Sensing in der vorgeschlagenen asymmetrischen Bowtie-Struktur machbar. Zuvor waren Bus-Wellenleiter und Resonatoren mit Luft gefüllt, was leer bedeutet und als Behälter für Flüssigkeit dienen kann. In der Simulation werden Bus-Wellenleiter und Resonatoren mit Flüssigkeit gefüllt. Deren Brechungsindex variiert von 1,30 bis 1,40, was diverse gängige Flüssigkeiten wie Wasser, Aceton, Methanol, Ethanol, Propanol, Glucoselösung etc. abdeckt [26]. Wie in Abb. 5a gezeigt, verhält sich der transparente Peak mit Rotverschiebung bei zunehmendem Brechungsindex der Flüssigkeit. Jeder Peak kann offensichtlich unterschieden werden und die Peak-Transmissivität bleibt nahezu stabil. In Abb. 5b sind die Funktionen der Peakwellenlänge als Brechungsindex für Höhendifferenzen von 50 nm, 70 nm, 90 nm, 120 nm und 150 nm direkt proportional. Die Wellenlängenverschiebung hat exzellente Linearität. Die berechneten Sensitivitäten für die Höhendifferenzen sind alle annähernd gleich 1140 nm/RIU, und die entsprechende Sensing-Auflösung beträgt 8,8 × 10⁻⁵ RIU. So hat der asymmetrische Bowtie PIT-basierte Sensor sehr hohe Sensitivität und exzellente Immunität gegen Fertigungsabweichungen.

Schlussfolgerungen

Wir schlugen eine asymmetrische Bowtie-Struktur vor, um den PIT-Effekt zu realisieren. Transmissionseigenschaften von Resonatoren mit unterschiedlichen Strukturparametern wurden numerisch mit der Finite-Elemente-Methode berechnet. Durch starke Kopplung zwischen den verstimmten Dreiecksresonatoren kann ein transparentes Transmissionsband im verbotenen Band einzelner Resonatoren erhalten werden. Mit allen drei Dimensionen kleiner als die Freiraumwellenlänge hat das Gerät eine einfache und ultra-kompakte Struktur. Das Gerät hat auch exzellente Immunität gegen Fertigungsabweichungen, was es einfach herzustellen macht ohne strenge Anforderungen. Darüber hinaus wurde PIT-basiertes Sensing-Eigenschaft mit der vorgeschlagenen asymmetrischen Bowtie-Struktur demonstriert. Das Gerät kann eine maximale Sensitivität von 1140 nm/RIU erreichen; die entsprechende Sensing-Auflösung beträgt 8,8 × 10⁻⁵ RIU. Die Sensitivität hat exzellente Linearität und Konsistenz für variierende Höhendifferenz. Somit bietet unsere vorgeschlagene asymmetrische Bowtie-Struktur eine neue Plattform für On-Chip EIT-ähnliche Geräte und Brechungsindex-Sensoren.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Der Datensatz ist ohne Einschränkung verfügbar.

Abkürzungen

EIT:

Elektromagnetisch induzierte Transparenz

FWHM:

Volle Breite bei halber Maximam

MIM:

Metall-Isolator-Metall

PIT:

Plasmon-induzierte Transparenz