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Jul 19, 2023

Ultrakurzer breitbandiger Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem kombinierten hybriden plasmonischen Wellenleiter

Scientific Reports Band 6, Artikelnummer: 19609 (2016) Diesen Artikel zitieren 3044 Zugriffe 47 Zitate 1 Altmetric Metrics Details Wir schlagen einen ultrakompakten Breitband-Polarisationsstrahlteiler (PBS) vor.

Scientific Reports Band 6, Artikelnummer: 19609 (2016) Diesen Artikel zitieren

3044 Zugriffe

47 Zitate

1 Altmetrisch

Details zu den Metriken

Wir schlagen einen ultrakompakten Breitband-Polarisationsstrahlteiler (PBS) vor, der auf einem kombinierten hybriden plasmonischen Wellenleiter (HPW) basiert. Das vorgeschlagene PBS trennt transversalelektrische (TE) und transversalmagnetische (TM) Moden unter Verwendung eines gebogenen unteren HPW mit vertikalen Lücken im Nanobereich bzw. eines geraden oberen HPW mit einem horizontalen Spalt im Nanobereich, ohne auf einen zusätzlichen Kopplungsbereich angewiesen zu sein. Dieses Design reduziert die Länge des PBS erheblich auf den Submikrometerbereich (920 nm, das kürzeste bisher gemeldete PBS) und bietet gleichzeitig Polarisationsextinktionsverhältnisse (PERs) von ~19 dB (~18 dB) und Einfügungsverluste (ILs) von ~0,6 dB (~0,3 dB) für den TE (TM)-Modus über ein extrem breites Band von 400 nm (von λ = 1300 nm bis 1700 nm, das das zweite und dritte Telekommunikationsfenster vollständig abdeckt). Die Länge des entworfenen PBS kann weiter auf 620 nm reduziert werden und bietet dennoch PERs von 15 dB, wodurch ein dichter photonischer integrierter Schaltkreis realisiert wird. Unter Berücksichtigung der Herstellungstoleranz ermöglicht das entworfene PBS große geometrische Abweichungen von ±20 nm und beschränkt gleichzeitig PER-Variationen auf innerhalb von 1 dB, mit Ausnahme derjenigen in den nanoskaligen Lücken, die kleiner als 10 nm sind. Darüber hinaus befassen wir uns auch mit den Eingangs- und Ausgangskopplungseffizienzen des vorgeschlagenen PBS.

Um den ständig steigenden Übertragungsanforderungen optischer Kommunikationssysteme gerecht zu werden, spielt Polarisationsmultiplex (PDM) eine zentrale Rolle bei der Manipulation optischer Signale für photonische integrierte Schaltkreise (PICs) im Chip-Maßstab1,2,3,4,5. Polarisationsstrahlteiler (PBS), die transversalelektrische (TE) und transversalmagnetische (TM) Modi trennen, sind wesentliche Komponenten für PDM4 und ermöglichen die unabhängige Verarbeitung der beiden Polarisationsmodi, wodurch die Verkehrsbandbreite verdoppelt wird. Zu den zahlreichen Kriterien zur Bewertung von PBS gehören Geräteabmessungen, Polarisationsauslöschungsverhältnisse (PERs), Einfügungsverluste (ILs), Betriebsbandbreiten, Fertigungstoleranzen und Strukturkomplexität. Unter diesen ist die Minimierung der PBS-Abmessungen bei gleichzeitiger Beibehaltung einer zufriedenstellenden Geräteleistung für den Aufbau kohärenter Empfänger wünschenswert und von entscheidender Bedeutung für die Entwicklung ultradichter PICs der nächsten Generation. Im Laufe der Jahre entstanden viele Arten von PBS5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26 ,27,28,29,30,31,32,33,34,35 Es wurde berichtet, dass verschiedene Designs verwendet wurden und adiabatische Modenentwicklungsgeräte (AME)6,7 und Richtkoppler (DC)8,9,10 enthalten waren. 11,12,13,14,15,16,17,18,19,20, Multimode-Interferenz (MMI)-Geräte21,22,23,24,25, Mach-Zehnder-Interferometer (MZI)26,27,28, photonische Kristalle (PhC)29,30,31 und Gitterstrukturen31,32,33. Die meisten PBS6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,28,32,33,34 haben Silizium übernommen. On-Insulator-Plattformen (SOI) ermöglichen eine effektive Reduzierung der Geräteabmessungen durch Nutzung der hohen Indexkontrasteigenschaften dieser Plattformen.

Um zufriedenstellende PERs zu erreichen, müssen AME-basierte PBSs6,7 aufgrund ihrer sich langsam entwickelnden Geometrien sehr lang sein (>200 μm), sie haben jedoch weniger strenge Herstellungstoleranzen und Anforderungen an den Breitbandbetrieb. Obwohl die Gerätelängen von DC-basierten PBSs8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20 mit angemessenen PERs (10–20 dB) auf mehrere bis zehn Mikrometer reduziert werden können ) sind die Betriebsbandbreiten schmaler als die von AME-basierten PBSs, da phasenangepasste Modi mit einer genau abgestimmten Kopplung verwendet werden müssen. MMI-basierte PBSs21,22,23,24,25 haben einen einfacheren Herstellungsprozess und eine größere Herstellungstoleranz als die von AME-basierten PBSs; Allerdings werden die Abmessungen herkömmlicher MMI-Geräte35,36 durch das gemeinsame Vielfache der Selbstabbildungslängen37 der TE- und TM-Modi bestimmt, was zu sehr langen Geräten führt (>1000 μm). Um die Länge von MMI-basierten PBSs zu verkürzen, wurden kürzlich einige innovative Designs gemeldet, darunter Zweimodeninterferenz21 (~8,8 μm), 2 × 2 Zweimodeninterferenz22 (~0,94 μm für die Länge des MMI-Abschnitts, außer dem ganzes PBS, die Längen für den Eingangs-/Ausgangsteil sollten enthalten sein), Metall-Isolator-Metall (MIM) eingebettet22 (~44 μm), hybrider plasmonischer Wellenleiter (HPW)24 (~2,5 μm) und kaskadiert25 (<950 μm). ) MMIs. Bisher wurde die kürzeste gemeldete PBS für ein MMI erhalten, das einen hybriden plasmonischen Wellenleiter (HPW)24 nutzte und eine Länge im Submikrometerbereich mit einem PER >10 dB über eine Bandbreite von 80 nm erreichte. MZI-basierte PBSs26,27,28 erforderten nicht nur stark doppelbrechende Materialien, sondern hatten auch zu lange Gerätelängen (300–3000 μm). Andere Optionen, die Gerätelängen von mehreren zehn Mikrometern ermöglichen können, sind Geräte, die PhC-basierte PBSs29,30,31 und gitterbasierte PBSs32,33,34 verwenden. Die Nachteile des ersteren sind die Komplexität der Herstellung und der relativ große Verlust aufgrund der Streuung; Letztere haben nicht nur einen ähnlich komplizierten Herstellungsprozess, sondern sind auch schwierig in PICs zu integrieren.

Unter den oben genannten PBSs6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29 ,30,31,32,33,34,35,36, DC-basierte PBSs8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20 sind aufgrund dessen am beliebtesten geworden auf ihre strukturelle Einfachheit, zufriedenstellende Leistung und vielfältige Designs. In einem DC-basierten PBS wird ein ausgewählter Modus mithilfe der Kopplung des evaneszenten Feldes an den Querbalken getrennt, während sich der verbleibende Modus direkt entlang des Durchgangsbalkens ausbreitet. Theoretisch ist die Auswahl stark polarisationsabhängiger Materialien vorteilhaft für die Verbesserung der PERs und die Verkürzung der Kopplungslänge. Daher wird häufig eine SOI-Plattform mit hohem Indexkontrast8,9,11,15,17,20 verwendet. Zusätzlich zur Verwendung von Dielektrika mit hohem Indexkontrast weisen Metalle stärkere Doppelbrechungen auf, die durch die Anregung der durch Oberflächenplasmonpolaritonen (SPP) geführten Moden induziert werden, für die der Großteil des elektrischen Felds senkrecht zur Metalloberfläche sein muss. Darüber hinaus ist die Eingrenzung von SPP-Moden, die die Beugungsgrenze überschreiten,38 ebenfalls von Vorteil, da sie den Integrationsgrad photonischer Geräte39,40,41,42 deutlich verbessert. Allerdings sind die inhärenten ohmschen Verluste von SPP-Moden viel größer als die von dielektrisch geführten Moden.

Unter Berücksichtigung des Kompromisses zwischen Modenbeschränkung und Ausbreitungsverlust wurde eine HPW-Struktur43,44,45,46,47 vorgeschlagen, die aus einer Abstandsschicht mit niedrigem Index zwischen einem Dielektrikum mit hohem Index und einem Metall besteht, um den ohmschen Verlust deutlich zu reduzieren Bildung eines hybriden plasmonischen Modus durch Kopplung eines reinen SPP-Modus und eines dielektrischen Wellenleitermodus. Infolgedessen wurde kürzlich berichtet, dass viele DC-basierte PBSs, die HPWs11,12,13,14,16,18,19 verwenden, die Abmessungen von PBSs weiter reduzieren und gleichzeitig angemessene Ausbreitungslängen von mehreren zehn Mikrometern aufweisen. Es wurde ein kurzer PBS11 von 1,1 μm vorgeschlagen, der nanoskalige Silberzylinder verwendet, um die Polarisationsauswahl zwischen zwei Siliziumwellenleitern durchzuführen. Die PERs betrugen 22,1 dB bzw. 23,1 dB für den TE- bzw. TM-Modus. Allerdings beschränkten sich die numerischen Berechnungen auf eine zweidimensionale Struktur. Guan et al.12 berichteten über einen asymmetrischen Richtkoppler bestehend aus einem HPW und einem Silizium-Nanodraht. Die Länge des PBS betrug 3,7 μm und die PERs der beiden polarisierten Moden betrugen etwa 12 dB. In Lit. 13 und 14 basierten beide PBS ebenfalls auf asymmetrischen DC-Strukturen. In Ref. 13 bestand der asymmetrische Gleichstrom aus einem horizontal geschlitzten Hohlleiter und einem HPW. Die Länge des PBS betrug 5 μm mit PERs von etwa 20 dB. In Ref. 14 bestand das PBS aus einem dielektrischen Streifenwellenleiter und einem HPW. Die Gerätelänge betrug 4,13 μm und die PERs betrugen 16,4 dB bzw. 20,9 dB für TE- bzw. TM-Modi. Es wurde berichtet, dass ein anderes Design mit einem DC16,18 mit drei Anschlüssen höhere PERs (>20 dB) erzielt. Allerdings waren die Gerätelängen länger als bei asymmetrischen DC-Strukturen13,14. Das kürzeste dreidimensionale DC-basierte PBS mit einer HPW-Struktur19 (~2,5 μm) nutzte ein Kupfer-Nanostab-Array, das zwischen zwei Siliziumwellenleitern platziert war. Mithilfe der lokalisierten Oberflächenplasmonenresonanz zwischen den Siliziumwellenleitern wurde der TE-Modus effektiv an den Kreuzkanal gekoppelt, was die Gerätelänge erheblich reduzierte und einen PER von ~15 dB ergab.

In diesem Artikel schlagen wir ein innovatives Design für ein PBS vor, das auf einem kombinierten HPW (CHPW) basiert und aus zwei Teilen besteht: einem gebogenen unteren HPW, der auf einer SOI-Plattform abgelagert ist und aus einem Kern aus Silizium (Si) mit hohem Index besteht, der zwischen zwei niedrigen Teilen eingelegt ist Nanoschichten aus Siliziumdioxid (SiO2) und Ag mit hohem Index und einem geraden oberen HPW, das aus einer nanoskaligen Schicht aus SiO2 besteht, die zwischen Si- und Ag-Schichten liegt. Auf diese Weise werden TE- und TM-Moden durch die gebogenen unteren bzw. geraden oberen HPWs unterstützt, ohne dass ein Kopplungsbereich erforderlich ist, der normalerweise bei DC-basierten PBSs unverzichtbar ist. Die Schlüsselidee ermöglicht es, die Länge des vorgeschlagenen PBS auf den Submikronbereich zu verkürzen und gleichzeitig zufriedenstellende PERs und große Betriebsbandbreiten beizubehalten. Darüber hinaus wird auch die Fertigungstoleranz ausführlich besprochen, um die Machbarkeit des entworfenen PBS zu beurteilen.

Das Schema des vorgeschlagenen PBS (Abb. 1(a)) besteht aus zwei HPW-Strukturen, die auf einem SiO2-Substrat abgeschieden sind (blau dargestellt). Um die innere Struktur klar zu erkennen, zeigt Abb. 1(b) die gebogene untere HPW-Struktur des vorgeschlagenen PBS, die von den oberen Si- (orange dargestellt), SiO2- und Ag-Schichten (grau dargestellt) abgehoben wurde. Die gebogene untere HPW-Struktur besteht aus einem Si-Kern, der nacheinander zwischen SiO2- und Ag-Schichten angeordnet ist, und die gerade obere HPW-Struktur (Abb. 1(a)), die auf dem unteren Teil gestapelt ist, besteht aus einer dazwischen angeordneten horizontalen SiO2-Schicht Si und Ag. Gemäß dem HPW-Mechanismus werden TE-Moden (d. h. der Großteil des elektrischen Felds liegt in der x-Richtung) und TM-Moden (d. h. der Großteil des elektrischen Felds liegt in der y-Richtung) durch den unteren bzw. oberen Teil geführt und die Energien der beiden Moden konzentrieren sich hauptsächlich auf die nanoskaligen SiO2-Schichten. Die Querschnittsansichten des vorgeschlagenen PBS am Eingangsport, am Ausgangsport zur Übertragung des TM-Modus (Port 2) und am Ausgangsport zur Übertragung des TE-Modus (Port 1) sind in Abb. 1(c) dargestellt. (mit den geometrischen Parametern), 1(d) bzw. 1(e). Beachten Sie, dass das neuartige Design des vorgeschlagenen PBS die Trennung von TE- und TM-Moden durch die gebogenen unteren bzw. geraden oberen HPW-Strukturen ermöglicht, ohne dass ein Kopplungsbereich erforderlich ist, wodurch die Länge des entworfenen PBS extrem kurz wird. Hier trägt der um 90° gebogene Wellenleiter dazu bei, die beiden Moden sehr deutlich zu entkoppeln und verbessert so die Leistung des vorgeschlagenen PBS.

(a) 3D-Schema des vorgeschlagenen PBS, das von Luft umgeben ist (weißer Bereich). Der obere Teil besteht aus SiO2 (blau dargestellt), das zwischen Si (orange dargestellt) und Ag (grau dargestellt) liegt und den TM-Modus leitet. Der untere Teil besteht aus Si, das von SiO2 umgeben und von Ag bedeckt ist und den TE-Modus leitet. (b) Vorgeschlagenes PBS löste sich vom oberen Si, SiO2 und etwas Ag, so dass die innere Struktur des unteren Teils deutlich sichtbar blieb. Querschnitte von (c) Eingangsanschluss und (d) Ausgangsanschluss zur Übertragung des TM-Modus (d. h. der Großteil des elektrischen Felds liegt in y-Richtung) und (e) Ausgangsanschluss zur Übertragung des TE-Modus (d. h. der Großteil des elektrischen Felds liegt in x-Richtung).

Die Herstellungsprozesse des vorgeschlagenen Geräts sind schematisch in Abb. 2 dargestellt. Zunächst werden die strukturierten Hartmasken der gebogenen TE- und geraden TM-Kanäle mithilfe hochauflösender Elektronenstrahllithographie (EBL) hergestellt. Danach führen wir die folgenden Schritte aus. (1) Ein SiO2-Substrat (blau) wird für die Abscheidung mit einem negativen Photoresist (PR)-Dünnfilm (gelb) vorbereitet, um den inneren Si-Bereich durch die vorangehende Maske des gebogenen TE-Kanals zu definieren, eine PR-Belichtung mit ultraviolettem (UV) Licht , Entwicklung und ein Ätzverfahren. (2) Eine Mulde mit der Breite w1 und der Höhe h1 wird durch Ätzen von SiO2 und Abheben des PR-Films gebildet. (3) Eine Si-Schicht mit der Höhe h1 wird mittels chemischer Gasphasenabscheidung (CVD) im Bohrloch abgeschieden. Anschließend führen wir den chemisch-mechanischen Polierprozess (CMP) durch, um eine flache Oberfläche zu erhalten. (4) Die SiO2-Wände auf beiden Seiten von Si mit einer Breite von 2w2 + w1 werden durch Prozesse definiert, die eine PR-Filmabscheidung, eine strukturierte Maske, eine PR-Belichtung, Entwicklung und einen Ätzprozess umfassen. (5) Mit Hilfe einer strukturierten Maske werden durch reaktives Ionenätzen (RIE) zwei vertikale SiO2-Wände gebildet und anschließend das PR abgehoben. (6) Die Ag-Regionen mit der Breite w3 − 2w2 − w1 werden zunächst definiert, indem die strukturierte Maske des gebogenen TE-Kanals verwendet und ein PR-Film abgeschieden wird. Als nächstes wird der TM-Kanal definiert, indem der PR-Film dieses Teils mithilfe der strukturierten Maske des TM-Kanals abgezogen wird. (7) Eine Ag-Schicht mit der Höhe h1 + h2 wird abgeschieden. (8) Durch das Abheben des PR-Films entstehen der endgültig gebogene TE-Kanal und der gerade TM-Kanal noch ohne SiO2- und Si-Schichten. (9) Durch thermische Oxidation wird eine SiO2-Schicht mit der Höhe h1 + h2 + h3 abgeschieden. Als nächstes wird CMP verwendet, um eine flache SiO2-Oberfläche zu erhalten. (10) Nach dem Aufbringen des PR-Films verwenden wir die strukturierte Maske des TM-Kanals, eine PR-Belichtung, Entwicklung und einen Ätzprozess, um einen PR-Film mit einer Breite von w3 zu bilden. (11) Mit Hilfe einer strukturierten Maske bildet das Ätzen von SiO2 durch RIE die SiO2-Schicht mit der Breite w3 und der Höhe h3 auf der Oberseite der Ag-Schicht des geraden TM-Kanals. (12) Nach dem Entfernen des PR-Films wird eine Si-Schicht mit einer Höhe von h1 + h2 + h3 + h4 abgeschieden. Als nächstes wird CMP verwendet, um eine flache Si-Oberfläche zu erhalten. (13) Nach dem Abscheiden eines PR-Films auf der Si-Schicht erfolgt unter Verwendung der strukturierten Maske des TM-Kanals eine PR-Belichtung und Entwicklung, um einen PR-Film mit einer Breite von w3 zu bilden. (14) Schließlich wird das vorgeschlagene Bauelement durch Ätzen von Si und Entfernen des PR-Films gebildet.

Schematische Darstellung der Herstellungsprozesse für das vorgeschlagene PBS.

Um ein optimales PBS zu entwerfen, haben wir zunächst die Modeneigenschaften des vorgeschlagenen PBS analysiert. Die in diesem Modell verwendeten relativen Permittivitäten von Si, SiO2 und Ag betragen εSi = 11,93748, εSiO2 = 2,08848 bzw. εAg = −129,2 + 3,285i49, unter der Annahme eines Betriebs bei einer Telekommunikationswellenlänge von λ = 1.550 nm. Unter Berücksichtigung des Kompromisses50 zwischen der Modenbeschränkung und den Ausbreitungslängen der HPW-Moden sind die ausgewählten geometrischen Parameter w1 = 80 nm, w2 = 5 nm, w3 = 240 nm, h1 = 200 nm, h2 = 50 nm, h3 = 5 nm und h4 = 200 nm (siehe Abb. 1(c)). Die effektiven Brechungsindizes der TE- und TM-Moden wurden zu und berechnet (siehe Methoden). Wir beobachten, dass die Hauptfeldprofile der TE- (Ex) und TM- (Ey) Moden (wie in Abb. 3 (a, b) dargestellt) aufgrund der Modenkopplungseffekte des Dielektrikums hauptsächlich auf die nanoskaligen SiO2-Lücken beschränkt sind Wellenleiter- und SPP-Modus in HPWs. Kleinere SiO2-Lücken führen zu einem erhöhten Energieeinschluss. Um den Herstellungsaufwand, die Modengröße und die Geräteleistung zu berücksichtigen, haben wir die Breite der SiO2-Lücken auf 5 nm gewählt, was mit der gegenwärtigen Herstellungstechnologie erreichbar ist. Darüber hinaus reicht der Abstand von h2 = 50 nm aus, um eine evaneszente Feldkopplung zwischen TE- und TM-Moden effektiv zu vermeiden. Um die Modeneigenschaften eines HPW quantitativ zu bewerten, wurden die normalisierte Modenfläche und die Ausbreitungslänge berechnet (siehe Methoden). Die für die vorliegende Struktur berechneten Ergebnisse sind Ae/Ao = 3,1 × 10−3 (1,24 × 10−2) und Lm = 10,91 (20,18) μm für den TE (TM)-Modus. Für den TE-Modus ist die Modengröße aufgrund der vollständigen Abdeckung durch Metall kleiner als die des TM-Modus; Ein Nachteil sind jedoch die höheren ohmschen Verluste der Metalle. Abbildung 3(c,d) zeigt die kleineren elektrischen Felder Ez der TE- bzw. TM-Moden, die für die Metalldämpfung verantwortlich sind51. Beachten Sie, dass die Größen der in Abb. 3 (c, d) gezeigten kleineren Ez-Felder zwei Größenordnungen kleiner sind als die der in Abb. 3 (a, b) gezeigten dominanten Ex- oder Ey-Felder. Wir beobachten, dass die Ez-Felder der TE- und TM-Moden im Metall bzw. im oberen Si konzentriert sind. Daher ist der ohmsche Verlust des TE-Modus (Lm = 10,91 μm) größer als der des TM-Modus (Lm = 20,18 μm), was die berechneten Ausbreitungslängen zeigt. Die obigen numerischen Ergebnisse zeigen, dass die vorgeschlagene HPW-Struktur in der Lage ist, eine Feldlokalisierung im Nanomaßstab zu erreichen und dabei ausreichend lange Ausbreitungsabstände (zig Mikrometer) bietet, und somit zum Aufbau eines ultrakleinen PBS eingesetzt werden kann.

(a) Elektrisches Feldprofil, Ex, von TE, (b) elektrisches Feldprofil, Ey, von TM, (c) elektrisches Feldprofil, Ez, von TE und (b) elektrisches Feldprofil, Ez, von TM-Modi unter dem Bedingungen w1 = 80 nm, w2 = 5 nm, w3 = 240 nm, h1 = 200 nm, h2 = 50 nm, h3 = 5 nm und h4 = 200 nm.

Die Ausbreitungsfeldverteilungen der TE- und TM-Moden sind in Abb. 4 (a, b) für einen Biegeradius von R = 800 nm dargestellt. Wir beobachten, dass die beiden Modi unabhängig voneinander in den oberen und unteren Teil des vorgeschlagenen PBS unterteilt sind. Anders als bei typischen DC-basierten PBSs8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20 ist kein Kopplungsbereich erforderlich, um einen bestimmten Modus vom Eingangsport abzutrennen, was den Vorschlag ermöglicht PBS extrem kurz. Um die Geräteleistung des vorgeschlagenen PBS weiter zu analysieren, sind die berechneten PERs und ILs der beiden Modi als Funktionen von R in Abb. 5 (a, b) dargestellt (siehe Methoden). In Abb. 5 variieren PERTM (~18 dB) und ILTM (~0,2 dB) moderat, wenn R zunimmt, da sich der TM-Modus im geraden oberen Wellenleiter ausbreitet und nicht im gebogenen unteren. Im Gegensatz dazu nehmen PERTE und ILTE deutlich zu, wenn R zunimmt, wie in Abb. 5 dargestellt. Der Anstieg von PERTE mit zunehmendem R resultiert aus der verringerten Biegestrahlung, die zu Anschluss 2 übertragen wird. Bei ILTE ist dies die Vergrößerung der Ausbreitungsstrecke aufgrund der Vergrößerung in R führt zu einem größeren ohmschen Verlust, wie in Abb. 5(b) gezeigt. Darüber hinaus ist in Abb. 5 (b) auch der Biegeverlust des TE-Modus als Variation von R dargestellt. Theoretisch ist ILTE (Total Power Loss) die Summe der Ausbreitungs- und Biegeverluste. Wir sehen, dass die Variation des Biegeverlusts zwischen 0,03 und 0,05 dB liegt, ohne dass es zu einer monotonen Abnahme kommt, wenn R zunimmt, da ein anderer Wellenleiter vorhanden ist, der den TM-Modus überträgt. Wie in Abb. 5(b) gezeigt, ist der größte Teil der ILTE auf den Ausbreitungsverlust zurückzuführen, da die meiste Leistung stark in den von Ag umgebenen vertikalen SiO2-Schichten begrenzt ist. Insbesondere überschreiten PERTE und PERTM 15 dB bzw. 18 dB, obwohl R auf 500 nm reduziert wird. Unter der Bedingung R = 500 nm betragen die Abmessungen des entworfenen PBS nur 620 nm (Länge) × 620 nm (Breite) × 455 nm (Höhe). Unter der Bedingung R = 800 nm steigt PERTE weiter auf über 18 dB. Für die IL, die für die intrinsischen Verluste plasmonischer Wellenleiter verantwortlich ist, ist der Anstieg von ILTE mit zunehmendem R größer als der von ILTM, da der Ausbreitungsverlust des TE-Modus (Lm = 10,91 μm) ungefähr doppelt so hoch ist wie der des TM Modus (Lm = 20,18 μm). Allerdings ist ILTE (~0,6 dB bei R = 800 nm) immer noch niedrig. Um insgesamt eine zufriedenstellende Leistung zu erzielen (PER > 18 dB und IL < 0,6 dB bei R = 800 nm), müssen die Abmessungen des vorgeschlagenen PBS etwa 920 nm × 920 nm × 455 nm betragen (der kleinste bisher entwickelte PBS). Das vorgeschlagene Design hat großes Potenzial, PICs mit hoher Dichte und guter Leistung zu realisieren. Ein weiteres entscheidendes Merkmal für die Beurteilung eines PBS ist seine Betriebsbandbreite mit zufriedenstellendem PER und IL. Unter Berücksichtigung der verwendeten Materialdispersionen48,49 zeigt Abb. 5(c,d) PER und IL gegenüber der Betriebswellenlänge λ zwischen 1.300 nm und 1.700 nm. Die Ergebnisse zeigen, dass das vorgeschlagene PBS über eine breite Bandbreite von 400 nm mit PER > 17 dB und IL < 0,6 dB für beide Modi betrieben werden kann. Beim Betrieb über eine schmalere Bandbreite von 200 nm (von 1400 nm bis 1600 nm) können die PERs auf über 18 dB verbessert werden. Aus Abb. 5 (c, d) geht hervor, dass die PERs und ILs des entworfenen PBS wellenlängenunempfindlich sind, da es an phasenangepassten Bedingungen mit präziser Kopplung mangelt, die in PBSs auf DC- und MMI-Basis erforderlich sind. Schließlich wurde auch die Fertigungstoleranz untersucht, um die geometrischen Parameter zu identifizieren, die die Leistung des vorliegenden Designs erheblich beeinflussen. Die Verschlechterungen der PERs und ILs mit Variationen in w1, w3, h1, h2 und h4 lagen alle innerhalb von 1 dB bzw. 0,2 dB, selbst wenn diese Parameter um bis zu ±20 nm variiert wurden. Diese Stabilität resultiert daraus, dass der Großteil der Energien der hybriden SPP-Moden in den dünnen SiO2-Schichten (dh denen mit den geometrischen Parametern h3 und w2) konzentriert ist. Folglich haben wir zunächst die PERs und ILs untersucht, während wir h3 (Δh3) variierten. Die Ergebnisse sind in Abb. 6 (a, b) dargestellt. Die betrachteten Werte von Δh3 liegen im Bereich von −2 nm bis 5 nm, da die ursprünglich geplante Dicke h3 nur 5 nm betrug. Für den TM-Modus wurden die Werte von PERTM und ILTM mäßig durch Δh3 beeinflusst. Es ist verständlich, dass ein großer Teil der Energie zusätzlich zu der in der dünnen SiO2-Lücke konzentrierten Energie im oberen Si-Bereich liegt. Im Gegensatz dazu sind PERTE und ILTE erwartungsgemäß annähernd konstant, wenn h3 variiert. Der andere kritische geometrische Parameter ist die Breite (w2) der vertikalen SiO2-Regionen, die den TE-Modus unterstützen. Die berechneten PERs und ILs sind in Abb. 6 (c, d) dargestellt. Offensichtlich werden PERTM und ILTM wie erwartet leicht von Δw2 beeinflusst. Im Gegensatz zu PERTM wird PERTE maßgeblich von Δw2 beeinflusst, wie in Abb. 6(c) dargestellt. Dieser Unterschied resultiert aus größeren Werten von w2, die zu einer lockereren Energieeingrenzung im TE-Modus führen. Aufgrund der größeren Biegestrahlung wird daher mehr Energie an Port 2 gekoppelt. Dadurch wird PERTE deutlich reduziert. Im Gegensatz dazu erhöht eine Verkleinerung der Breite von SiO2 den PERTE aufgrund einer besseren Energieeingrenzung. Aus den obigen Diskussionen der Fertigungstoleranzen ergibt sich, dass die Breite w2 den größten Einfluss auf PERTE hat. Daraus schließen wir, dass die Fähigkeit zur präzisen Steuerung des kritischen Parameters w2 die PERTE-Leistung des vorgeschlagenen PBS bestimmt. Glücklicherweise haben die anderen geometrischen Parameter außer w2 einen moderateren Einfluss auf die PERs und ILs. Die Ergebnisse bestätigen die hohen Fertigungstoleranzen des vorgeschlagenen PBS, mit Ausnahme von Δw2. Um die PERs von TE und TM gleichzeitig weiter auf bessere Werte über 20 dB zu verbessern, können wir die Dicke der SiO2-Schichten zwischen Si und Ag verringern. Beispielsweise betragen die PERs des TE-Modus 21,0 dB und 22,1 dB unter den Bedingungen w2 = 4 nm bzw. 3 nm, wie in Abb. 6 (c) dargestellt. Was den TM-Modus betrifft, beträgt der PER 20,2 dB unter der Bedingung h3 = 2 nm, was in Abb. 6(a) nicht berücksichtigt wird. Sicherlich wird die Fertigungspräzision strenger sein. Wenn jedoch nur die höhere PERTE betroffen ist, kann eine Erhöhung des Krümmungsradius des gebogenen Wellenleiters auf 1100 nm 20,85 dB erreichen.

Feldverteilungen der (a) TE- und (b) TM-Moden entlang gebogener unterer bzw. gerader oberer HPWs des vorgeschlagenen PBS bei einem Biegeradius von R = 800 nm. Andere geometrische Parameter sind identisch mit denen in Abb. 3.

(a) Polarisationsauslöschungsverhältnisse (PERs) und (b) Einfügungsverluste (ILs) von TE- und TM-Moden mit dem Biegeverlust der TE-Mode als Funktionen des Krümmungsradius R. (c) Polarisationsauslöschungsverhältnis (PER) und ( d) Einfügungsverlust (IL) als Funktion der Betriebswellenlänge λ.

(a) Polarisationsextinktionsverhältnis (PER) und (b) Einfügungsverlust (IL) des vorgeschlagenen PBS im Vergleich zur Variation von h3 (Δh3), (c) Polarisationsextinktionsverhältnis (PER) und (d) Einfügungsverlust (IL) des vorgeschlagenen PBS versus Variation von w2 (Δw2).

Unter Berücksichtigung der praktischen Anwendungen des vorgeschlagenen PBS gehen wir ausführlich auf die Effizienz der Eingangs- und Ausgangskopplung ein. Das Licht wird über einen Si-Streifenwellenleiter mit einer Breite von 300 nm und einer Höhe von 300 nm in den Eingangsanschluss eingekoppelt, der sowohl den TE- als auch den TM-Grundmodus bei λ = 1,55 μm unterstützt. Der Ausgangsanschluss zur Übertragung des TE-Modus ist mit demselben Si-Streifenwellenleiter verbunden wie der Eingangsanschluss. Dennoch ist der Ausgangsanschluss zur Übertragung des TM-Modus mit einem Slot52-Wellenleiter verbunden, der die gleiche Größe und die gleichen Materialien wie der TM-Kanal aufweist, jedoch das untere Ag durch Si ersetzt. Dies liegt daran, dass mit einem Schlitzwellenleiter eine höhere Kopplungseffizienz erreicht werden kann als mit einem Si-Streifenwellenleiter. Die vom Grenzmoduslöser berechneten Eingabequellen der TE- und TM-Modi sind in Abb. 7 (a, b) dargestellt. Sobald wir den TE-Modus des Si-Streifenwellenleiters in das vorgeschlagene PBS einspeisen, erhalten wir die Ausbreitungsfeldverteilung (Ex) für die Bedingung R = 800 nm, wie in Abb. 8 (a) gezeigt. Die Feldverteilungen 100 nm vor (angezeigt durch eine gestrichelte rote Linie zwischen AA′) und nach (angezeigt durch eine gestrichelte rote Linie zwischen BB′) der Eingangskopplungsschnittstelle sind auch in den Einschüben von Abb. 8(a) dargestellt. Hier wird die Eingangskopplungseffizienz durch das Verhältnis der Leistungen entlang der Z-Richtung an den Ebenen AA′ und BB′ bestimmt und der berechnete Wert beträgt ~94,5 %. Darüber hinaus ist in Abb. 8(b) auch die Ausbreitungsfeldverteilung (Ez) des TE-Modus dargestellt, um die Ausgangsfeldverteilung klar darzustellen, da die Leistung des TE-Modus entlang eines gebogenen Wellenleiters aus der z-Richtung fließt (Eingangskopplung). in die Minus-x-Richtung (Ausgangskopplung). Ebenso sind die Feldverteilungen 100 nm vor (CC′) und nach (DD′) der Ausgangskopplungsschnittstelle in den Einschüben von Abb. 8 (b) dargestellt. Die Definition der Ausgangskopplungseffizienz ist das Verhältnis der Leistungen, die entlang der Minus-x-Richtung an den Ebenen CC‘ und DD‘ fließen, und der berechnete Wert beträgt ~94,7 %. Beachten Sie, dass die Eingangs- und Ausgangskopplungseffizienzen aufgrund der gleichen Verbindungsstruktur nahezu identisch sind. Um die Leistungen des vorgeschlagenen PBS vollständig zu analysieren, berechnen wir die Gesamtkopplungseffizienz des TE-Modus, die durch das Leistungsverhältnis zwischen den Ebenen AA′ (die Leistungsflüsse entlang der z-Richtung) und DD′ (die Leistungsflüsse entlang der Z-Richtung) definiert ist minus x-Richtung). Der berechnete Wert der Gesamtkopplungseffizienz beträgt ~58,5 %. In Abb. 5(b) beobachten wir, dass die ILTE bei R = 800 nm 0,533 dB beträgt (das Leistungsübertragungsverhältnis innerhalb des gebogenen Wellenleiters beträgt ~88,3 %), und dass der Biegeverlust im Vergleich zum Ausbreitungsverlust einer stark begrenzten Plasmonik relativ gering ist Wellenleitermodus. Im Vergleich zum Gesamtkopplungswirkungsgrad von ~58,5 % berechnen wir das gesamte Leistungsübertragungsverhältnis (~79,1 %), indem wir die Eingangs- (~94,5 %), Ausgangs- (~94,7 %), Biege- und Ausbreitungsverluste (~88,3 %) summieren . Wir fanden heraus, dass der offensichtliche Unterschied von ~20,6 % zwischen den beiden Berechnungen auf den stärkeren Biegeverlust während der Kopplung mit dem TE-Modus des Si-Streifenwellenleiters (nicht stark begrenzter Modus) als dem des geführten plasmonischen TE-Modus (stark begrenzt) zurückzuführen ist Modus). Nun wenden wir uns der TM-Modusanalyse zu. Die Ausbreitungsfeldverteilung (Ey) des TM-Modus und die Feldverteilungen in den Ebenen von EE‘, FF‘, GG‘ und HH‘ sind in Abb. 8 (c) dargestellt. Die Eingangskopplungseffizienz des TM-Modus ergibt sich aus dem Verhältnis der Leistungen an den Ebenen EE′ und FF′ und der Wert von FF′/EE′ beträgt ~88,5 %. In ähnlicher Weise wird die Ausgangskopplungseffizienz des TM-Modus durch das Verhältnis der Leistungen an den Ebenen GG‘ und HH‘ ermittelt und der Wert von HH‘/GG‘ beträgt ~95,2 %. Für den TM-Modus ist die Gesamtkopplungseffizienz das Verhältnis der Leistungen an den Ebenen EE′ und HH′ und der berechnete Wert beträgt ~77,3 %. Im Vergleich zum gesamten Sendeleistungsverhältnis (~79,8 %) des TM-Modus liefern die beiden Berechnungen erwartungsgemäß recht ähnliche Ergebnisse, da sich der TM-Modus auf einem geraden Weg ohne Biegeverlust ausbreitet.

Elektrische Feldverteilungen von (a) TE- und (b) TM-Moden eines Si-Streifenwellenleiters mit einer Breite von 300 nm und einer Höhe von 300 nm. Die beiden Modi werden als Eingangsstrahlen bereitgestellt, die in das vorgeschlagene PBS einkoppeln.

(a) Die Ausbreitungsfeldverteilung von Ex des TE-Modus für die Bedingung R = 800 nm. (b) Die Ausbreitungsfeldverteilung von Ez des TE-Modus. Die Einschübe zeigen die Feldverteilungen 100 nm vor (CC′) und nach (DD′) der Ausgangskopplungsschnittstelle. (c) Die Ausbreitungsfeldverteilung von Ey des TM-Modus. Die Einschübe zeigen die Feldverteilungen 100 nm vor (EE′) und nach (FF′) der Eingangskopplungsschnittstelle und 100 nm vor (GG′) und nach (HH′) der Ausgangskopplungsschnittstelle.

Wir haben über ein neuartiges PBS berichtet, das auf einem kombinierten HPW basiert. Das vorgeschlagene PBS bestand aus zwei vertikal angeordneten HPW-Strukturen. Der gebogene untere HPW, der auf einer SOI-Plattform abgeschieden wurde, wurde durch einen Siliziumkern gebildet, der nacheinander zwischen Siliziumdioxid (SiO2) mit nanoskaligen Lücken und Ag eingebettet war, und der gerade obere HPW wurde durch einen nanoskaligen Spalt aus SiO2 gebildet, der zwischen Si- und Ag-Schichten eingebettet war. Das innovative Konzept des vorgeschlagenen PBS bestand darin, TE- und TM-Moden mit gebogenen unteren bzw. geraden oberen HPWs zu trennen, ohne einen der Führungsmoden an den benachbarten Kanal zu koppeln. Infolgedessen wurde die Länge des entworfenen PBS extrem kurz. Mit Abmessungen von 920 nm (Länge) × 920 nm (Breite) × 455 nm (Höhe), was es zum bisher kleinsten PBS macht, betrug der PER des TE (TM)-Modus ~19 dB (18 dB) und der IL betrug ~0,6 dB (0,3 dB) über ein extrem breites Band von 400 nm (von λ = 1300 nm bis 1700 nm). Insbesondere resultierte die Wellenlängenunempfindlichkeit der vorgeschlagenen PBS-Eigenschaften aus der Vermeidung der Phasenanpassungsanforderung von PBS auf Gleichstrombasis. Die Eingangs- und Ausgangskopplungseffizienzen der TE- und TM-Modi werden ebenfalls angesprochen. Für den TE-Modus sind sowohl die Eingangs- als auch die Ausgangsanschlüsse mit Si-Streifenwellenleitern verbunden und die beiden Kopplungseffizienzen betragen etwa 94,5 %. Für den TM-Modus beträgt der mit einem Si-Streifenwellenleiter verbundene Eingangskopplungswirkungsgrad etwa 88,5 % und der mit einem Schlitzwellenleiter verbundene Ausgangskopplungswirkungsgrad etwa 95,2 %. Rechnet man den sich ausbreitenden ohmschen Verlust und den Biegeverlust des vorgeschlagenen PBS hinzu, beträgt die Gesamtkopplungseffizienz der TE- und TM-Moden etwa 58,5 % bzw. 77,3 %. Als die Abmessungen weiter auf 620 nm × 620 nm × 455 nm reduziert wurden, behielt das vorgeschlagene PBS immer noch hohe PERs von >15 dB bei. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass das vorgeschlagene PBS das Potenzial hat, PICs mit hoher Dichte und zufriedenstellender Leistung zu realisieren.

In dieser Studie werden zwei Arten von Eigenschaften, einschließlich Modaleigenschaften und Übertragungsleistungen des vorgeschlagenen PBS, numerisch berechnet.

Zunächst werden die Modaleigenschaften am Eingangsport durch Lösen der Helmholtz-Gleichung mithilfe der Randmodenanalyse der Simulationssoftware COMSOLTM Multiphysics ermittelt, die auf der Finite-Elemente-Methode (FEM) basiert. Die normalisierte Modenfläche (Ae/Ao) und die Ausbreitungslänge (Lm = λ/[4πIm(ne)]) einer geführten Mode sind wesentliche Merkmale zur Charakterisierung der Gütezahl (FOM) eines plasmonischen Wellenleiters44, wobei Ao = λ2/ 4 bezeichnet den beugungsbegrenzten Lichtbereich im Vakuum und λ ist die Betriebswellenlänge. Die effektive Modenfläche Ae in Gl. (1) bezeichnet das Verhältnis zwischen der gesamten Modenenergie Wm und dem Spitzenwert der Energiedichte W(r), der in Gleichung definiert ist. (2):44

Und

Dabei ist ω die Kreisfrequenz, ε(r) die relative Permittivität, μ0 die Vakuumpermeabilität und |E(r)|2 und |H(r)|2 die Intensitäten des elektrischen bzw. magnetischen Feldes. Die Ausbreitungslänge stellt die Entfernung dar, über die die Modenenergieintensität auf 1/e des Eingangslichts abgeschwächt wird, wobei Im(ne) der Imaginärteil des effektiven Modenindex ist. Das berechnete Fenster (500 × 5000 μm2) mit der Streurandbedingung, die die notwendige offene Grenze zur Lösung der Modeneigenschaften nachahmt, ist groß genug, um sicherzustellen, dass keine Interferenzen von der Grenze die Ergebnisse beeinflussen. Darüber hinaus wird die Konvergenz auch getestet, indem die Netze für bestimmte dünne Bereiche und scharf unterschiedliche Felder verfeinert werden.

Nachdem wir die Moduseigenschaften des entworfenen PBS ermittelt hatten, untersuchten wir seine Leistung, indem wir die TE- und TM-SPP-Modi in den Eingangsport einführten. Um die Übertragungseigenschaften eines PBS zu bewerten, müssen wir die PERs und ILs eines bestimmten Modus untersuchen. Hier werden die TE- und TM-Modi in den Gleichungen (3) bzw. (4) definiert: 11, 12, 19

Und

Dabei ist Pi die Modusleistung am Port i (i = 1, 2 oder Eingang).

Zitierweise für diesen Artikel: Chang, K.-W. und Huang, C.-C. Ultrakurzer breitbandiger Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem kombinierten hybriden plasmonischen Wellenleiter. Wissenschaft. Rep. 6, 19609; doi: 10.1038/srep19609 (2016).

Barwicz, T. et al. Polarisationstransparente mikrophotonische Geräte im starken Einschlussbereich. Nat. Photon. 1, 57–60 (2007).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Fukuda, H. et al. Photonischer Schaltkreis aus Silizium mit Polarisationsdiversität. Opt. Exp. 16, 4872–4880 (2008).

Artikel ADS Google Scholar

Dai, D., Bauters, J. & Bowers, JE Passive Technologien für zukünftige großformatige photonische integrierte Schaltkreise auf Silizium: Polarisationsbehandlung, Licht-Nichtreziprozität und Verlustreduzierung. Lichtwissenschaft. Appl. 1, 12 (2012).

Artikel CAS Google Scholar

Dai, D., Liu, L., Gao, SM, Xu, DX & He, SL Polarisationsmanagement für photonische integrierte Siliziumschaltkreise. Laser & Photon. Rev. 7, 303–328 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Watts, MR, Haus, HA & Ippen, EP Integrierter, auf Modenentwicklung basierender Polarisationsteiler. Opt. Lette. 30, 967–969 (2005).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhang, J. et al. Ein abstimmbarer Silizium-Photonikfilter mit Polarisationsdiversität. Opt. Exp. 19, 13063–13072 (2011).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Su, Z. et al. Integrierter polarisierender Strahlteiler mit vier Anschlüssen. Opt. Lette. 39, 965–968 (2014).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Kiyat, I., Aydinli, A. & Dagli, NA kompakter Silizium-auf-Isolator-Polarisationsteiler. IEEE Photonics Technol. Lette. 17, 100–102 (2005).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Fukuda, H. et al. Ultrakleiner Polarisationsteiler auf Basis von Siliziumdrahtwellenleitern. Opt. Exp. 14, 12401–12408 (2006).

Artikel ADS Google Scholar

Dai, D. Silizium-Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem asymmetrischen evaneszenten Kopplungssystem mit drei optischen Wellenleitern. J. Lightwave Technol. 30, 3281–3287 (2012).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Tan, Q., Huang, X., Zhou, W. & Yang, KA Plasmonischer, ultrakompakter Polarisationsstrahlteiler auf Silizium-auf-Isolator-Wellenleitern. Wissenschaft. Rep. 3, 2206 (2013).

Artikel ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Guan, Opt. Lette. 38, 3005–3008 (2013).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Gao, L., Hu, F., Wang, X., Tang, L. & Zhou, Z. Ultrakompakter und Silizium-auf-Isolator-kompatibler Polarisationssplitter basierend auf asymmetrischer plasmonisch-dielektrischer Kopplung. Appl. Physik. B 113, 199–203 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Sun, B., Chen, MY, Zhang, YK & Zhou, J. Ein ultrakompakter hybrider plasmonischer Wellenleiter-Polarisationsstrahlteiler. Appl. Physik. B 113, 179–183 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Wang, J., Liang, D., Tang, Y., Dai, D. & Bowers, JE Realisierung eines ultrakurzen Silizium-Polarisationsstrahlteilers mit einem asymmetrisch gebogenen Richtkoppler. Opt. Lette. 38, 4–6 (2013).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Kim, JT & Park, S. Vertikaler Polarisationsstrahlteiler unter Verwendung eines hybriden Oberflächenplasmon-Polariton-Wellenleiters mit großer Reichweite. J. Opt. 16, 5 (2014).

Google Scholar

Xu, Y., Xiao, J. & Sun, X. Kompakter Polarisationsstrahlteiler für Schlitzwellenleiter auf Siliziumbasis unter Verwendung eines asymmetrischen Multimode-Wellenleiters. J. Lightwave Technol. 32, 4282–4288 (2014).

ADS Google Scholar

Ma, YQ et al. Geringer Verlust, hohes Extinktionsverhältnis und ultrakompakter plasmonischer Polarisationsstrahlteiler. IEEE Photonics Technol. Lette. 26, 660–663 (2014).

Artikel ADS Google Scholar

Kim, S. & Qi, M. Kupfer-Nanostab-Array-unterstützter Silizium-Wellenleiter-Polarisationsstrahlteiler. Opt. Exp. 22, 9508–9516 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kim, DW, Lee, MH, Kim, Y. & Kim, KH Planarer Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem überbrückten Silizium-Wellenleiterkoppler. Opt. Exp. 23, 998–1004 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Yang, BK, Shin, SY & Zhang, DM Ultrakurzer Polarisationsteiler unter Verwendung von Zweimodeninterferenz in photonischen Siliziumdrähten. IEEE Photonics Technol. Lette. 21, 432–434 (2009).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Hosseini, A. et al. Ultrakompakter und fertigungstoleranter integrierter Polarisationsteiler. Opt. Lette. 36, 4047–4049 (2011).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Chheang, V. et al. Kompakter polarisierender Strahlteiler auf Basis eines Metall-Isolator-Metalls, eingefügt in einen Multimode-Interferenzkoppler. Opt. Exp. 21, 20880–20887 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Guan, X., Wu, H., Shi, Y. & Dai, D. Extrem kleiner Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem Multimode-Interferenzkoppler mit einem plasmonischen Hybridwellenleiter aus Silizium. Opt. Lette. 39, 259–262 (2014).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Han, LS, Liang, S., Zhu, HL, Zhang, C. & Wang, W. Ein Polarisationsstrahlteiler mit hohem Extinktionsverhältnis und MMI-Kopplern auf InP-Substrat. IEEE Photonics Technol. Lette. 27, 782–785 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Soldano, LB et al. Mach-Zehnder-Interferometer-Polarisationsteiler in InGaAsP/InP. IEEE Photonics Technol. Lette. 6, 402–405 (1994).

Artikel ADS Google Scholar

Augustin, LM, Hanfoug, R., Van der Tol, J., de Laat, WJM & Smit, MK Ein kompakter integrierter Polarisationsteiler/-konverter in InGaAsP-InP. IEEE Photonics Technol. Lette. 19, 1286–1288 (2007).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Dai, DX & Bowers, JE Neuartiger ultrakurzer und ultrabreitbandiger Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem gebogenen Richtkoppler. Opt. Exp. 19, 18614–18620 (2011).

Artikel ADS Google Scholar

Solli, DR, McCormick, CF & Hickmann, JM Polarisationsabhängige Reflexionsdispersionsbeziehungen photonischer Kristalle für die Konstruktion von Wellenplattenspiegeln. J. Lightwave Technol. 24, 3864–3867 (2006).

Artikel ADS Google Scholar

Ao, XY, Liu, L., Wosinski, L. & He, SL Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem zweidimensionalen photonischen Kristall vom Säulentyp. Appl. Physik. Lette. 89, 3 (2006).

Artikel CAS Google Scholar

Park, JM, Lee, SG, Park, HR & Lee, MH Hocheffizienter Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem selbstkollimierenden photonischen Kristall. J. Opt. Soc. Bin. B-Opt. Physik. 27, 2247–2254 (2010).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Ja, WN et al. Passiver breitbandiger Silizium-auf-Isolator-Polarisationsteiler. Opt. Lette. 32, 1492–1494 (2007).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Feng, J. & Zhou, Z. Polarisationsstrahlteiler unter Verwendung eines binären Blaze-Gitter-Kopplers. Opt. Lette. 32, 1662–1664 (2007).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Tang, YB, Dai, D. & He, SL Vorschlag für einen Gitterwellenleiter, der sowohl als Polarisationsteiler als auch als effizienter Koppler für nanophotonische Silizium-auf-Isolator-Schaltkreise dient. IEEE Photonics Technol. Lette. 21, 242–244 (2009).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Jiao, YQ, Dai, D., Shi, YC & He, SL Verkürzte Polarisationsstrahlteiler mit zwei kaskadierten Multimode-Interferenzabschnitten. IEEE Photonics Technol. Lette. 21, 1538–1540 (2009).

Artikel ADS Google Scholar

Huang, YW et al. Polarisationsstrahlteiler mit hohem Extinktionsverhältnis und Multimode-Interferenzkoppler auf SOI. Opt. Komm. 307, 46–49 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Rahman, BMA, Somasiri, N., Theimistos, C. & Grattan, KTV Design optischer Polarisationsteiler in einem einteiligen tiefgeätzten MMI-Wellenleiter. Appl. Physik. B-Laser Opt. 73, 613–618 (2001).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Barnes, WL, Dereux, A. & Ebbesen, TW Oberflächenplasmon-Subwellenlängenoptik. Natur 424, 824–830 (2003).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Wang, WH, Yang, Q., Fan, FR, Xu, HX & Wang, ZL Lichtweiterleitung in gekrümmten plasmonischen Wellenleitern aus Silbernanodrähten. Nano Lett. 11, 1603–1608 (2011).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Cohen, M., Zalevsky, Z. & Shavit, R. Auf dem Weg zu integrierten nanoplasmonischen Logikschaltungen. Nanoscale 5, 5442–5449 (2013).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Bian, YS & Gong, QH Mit metallischen Nanodrähten beladene Silizium-auf-Isolator-Strukturen: ein Weg zur verlustarmen Plasmonwellenleitung auf der Nanoskala. Nanoscale 7, 4415–4422 (2015).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Yang, LZ et al. Eine rein optische Modulationsmethode im Submikrometerbereich. Wissenschaft. Rep. 5, 5 (2015).

Google Scholar

Alam, MZ, Meier, J., Aitchison, JS und Mojahedi, M. in der Konferenz über Laser und Elektrooptik/Quantum Electronics and Laser Science Conference und Photonic Applications Systems Technologies. JThD112 (Optical Society of America).

Oulton, RF, Sorger, VJ, Genov, DA, Pile, DFP & Zhang, X. Ein hybrider plasmonischer Wellenleiter für die Eingrenzung unterhalb der Wellenlänge und die Ausbreitung über große Entfernungen. Nat. Photon. 2, 496–500 (2008).

Artikel CAS Google Scholar

Oulton, RF et al. Plasmonenlaser im tiefen Subwellenlängenmaßstab. Natur 461, 629–632 (2009).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Sorger, VJ et al. Experimentelle Demonstration verlustarmer optischer Wellenleitung im tiefen Subwellenlängenbereich. Nat. Komm. 2, 5 (2011).

Artikel CAS Google Scholar

Lu, YJ et al. Plasmonischer Nanolaser mit epitaktisch gewachsenem Silberfilm. Wissenschaft 337, 450–453 (2012).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Bass, M. et al. Handbook of Optics, 3. Auflage, Band IV: Optische Eigenschaften von Materialien, Nichtlineare Optik, Quantenoptik. (McGraw-Hill Education, 2009).

Johnson, PB & Christy, RW Optische Konstanten der Edelmetalle. Physik. Rev. B 6, 4370–4379 (1972).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Huang, CC Metallnanograte in hohlen Si-beladenen plasmonischen Wellenleitern für optimale Modeneigenschaften und ultrakompakte photonische Geräte. IEEE J. Sel. Spitze. Quantenelektron. 20, 4600409 (2014).

Google Scholar

Bozhevolnyi, SI Frontiers in Optics 2008/Laser Science XXIV/Plasmonics and Metamaterials/Optical Fabrication and Testing. MWD3 (Optical Society of America).

Almeida, VR, Xu, Q., Barrios, CA & Lipson, M. Licht in leeren Nanostrukturen leiten und eingrenzen. Opt. Lette. 29, 1209–1211 (2004).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

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Die Autoren möchten dem Nationalen Wissenschaftsrat der Republik China, Taiwan, für die finanzielle Unterstützung dieser Forschung unter der Vertragsnummer NSC 102-2112-M-005-008-MY3 danken. Die Autoren danken außerdem Prof. MS Ho und Prof. CS Wu vom Fachbereich Physik der National Chung Hsing University für den Beitrag zur Entwicklung der Herstellungsprozesse.

Fachbereich Physik, National Chung Hsing University, 250, Kuo Kuang Rd. Taichung, 402, Republik China, Taiwan

Ken-Wei Chang & Chia-Chien Huang

Institut für Nanowissenschaften, National Chung Hsing University, 250, Kuo Kuang Rd. Taichung, 402, Republik China, Taiwan

Chia-Chien Huang

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Alle Autoren haben die entworfene Idee konzipiert. KWC führte die numerischen Simulationen durch. Alle Autoren interpretierten und diskutierten die Ergebnisse. CCH hat das Manuskript geschrieben und die gesamte Arbeit überwacht.

Die Autoren geben an, dass keine konkurrierenden finanziellen Interessen bestehen.

Dieses Werk ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe nichts anderes angegeben ist; Wenn das Material nicht unter der Creative-Commons-Lizenz enthalten ist, müssen Benutzer die Erlaubnis des Lizenzinhabers einholen, um das Material zu reproduzieren. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Nachdrucke und Genehmigungen

Chang, KW., Huang, CC. Ultrakurzer breitbandiger Polarisationsstrahlteiler basierend auf einem kombinierten hybriden plasmonischen Wellenleiter. Sci Rep 6, 19609 (2016). https://doi.org/10.1038/srep19609

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Eingegangen: 3. September 2015

Angenommen: 14. Dezember 2015

Veröffentlicht: 20. Januar 2016

DOI: https://doi.org/10.1038/srep19609

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