Diode optique dichroïque à haut rendement utilisant des gratings métalliques doubles déplacés

Résumé

Une structure de diode optique avec deux gratings métalliques parallèles disloqués est proposée et étudiée numériquement. Une transmission de diode optique dichroïque est réalisée dans cette structure, c'est-à-dire que l'effet diode optique est observé dans deux bandes spectrales correspondant à des directions de transmission inverses. Dans la structure, deux gratings métalliques parallèles avec des constantes de grating différentes sont séparés par une dalle diélectrique. Le premier grating illuminé agit comme sélecteur pour exciter les plasmons de surface à une longueur d'onde appropriée. L'autre grating agit comme émetteur pour réaliser la transmission optique. Quand la direction d'incidence est inversée, les rôles des deux gratings s'échangent et les plasmons de surface sont excités à une autre longueur d'onde. Dans les bandes de transmission dichroïque, la structure de diode optique présente une transmission extraordinaire et possède un isolement optique élevé jusqu'à 1. De plus, les bandes de fonctionnement peuvent être modulées en changeant les paramètres de structure.

Introduction

La diode optique, qui transmet les photons dans une direction et interdit la transmission en sens inverse, a attiré une attention considérable grâce à sa propriété de transmission unidirectionnelle [1]. Les phénomènes de diode optique peuvent être observés quand la symétrie de réversibilité temporelle de l'interaction lumière-matière est brisée. Un champ magnétique externe [2], une tension de polarisation [3], une onde acoustique [4], ou une modulation temporelle [5, 6] peuvent être appliqués pour obtenir l'effet diode optique. En outre, la structure brisant la symétrie d'inversion spatiale est une alternative, comme les structures multicouches asymétriques [7], cristaux photoniques asymétriques [8], et gratings asymétriques [9]. Ces dernières décennies, les structures métalliques micro-nano ont suscité un grand intérêt du fait des propriétés prometteuses des plasmons de surface (PS). Des dispositifs plasmoniques sont proposés dans de nombreux domaines : holographie par méta-surfaces [10-14], capteurs d'indice de réfraction [15, 16], filtres [17, 18]. Les dispositifs plasmoniques peuvent fortement modifier l'interaction des champs électromagnétiques à l'échelle nanométrique [19]. La modulation des PS peut être réalisée en changeant l'environnement diélectrique environnant et les paramètres géométriques des structures métalliques [20, 21]. Les diodes optiques composées de structures métalliques nanoscopiques, par exemple couches plasmoniques sandwich entre gratings [22, 23], gratings plasmoniques en cascade [24, 25], nanotrous plasmoniques [26], guides d'onde à fente plasmoniques [27], et agrégats de nanoparticules plasmoniques [28], sont largement étudiées pour le traitement de l'information optique.

Dans cet article, la transmission de diode optique dichroïque est obtenue dans deux gratings métalliques parallèles disloqués sandwichant une dalle diélectrique. L'amélioration de transmission et un rapport de contraste d'isolement élevé sont atteints dans les deux bandes de fonctionnement aux directions de transmission inverses, car les gratings métalliques à fentes étroites présentent une transmission extraordinaire de la lumière [29, 30] et les structures asymétriques réalisent la transmission unidirectionnelle [27-31]. Selon l'ordre d'illumination, les deux gratings métalliques aux constantes différentes agissent respectivement comme sélecteur et émetteur. Le sélecteur sélectionne la longueur d'onde de résonance en excitant les PS et, avec la contribution des PS, l'émetteur réalise la transmission lumineuse. Quand la direction d'incidence est inversée, les rôles des deux gratings s'échangent et les PS sont excités à une autre longueur d'onde. Ainsi, la transmission de diode optique dichroïque est obtenue. L'épaisseur de la structure de diode optique proposée est aussi faible que 160 nm. Avec le développement des nanotechnologies de fabrication, de nombreuses méthodes peuvent s'appliquer à la fabrication de structures de gratings métalliques, comme la nanoimpression UV [32], la lithographie par écriture laser directe [33], et la lithographie par faisceau d'électrons [34]. Le caractère de diode optique est indépendant de l'intensité d'incidence. Ces propriétés impliquent que notre structure a un vaste potentiel en intégration optique.

Méthodes

Le schéma de la structure de diode optique est montré Fig. 1. La structure consiste en deux gratings d'argent G₁ et G₂ sandwichant une couche de silice. L'épaisseur de la couche de silice est notée d. G₁ et G₂ ont la même largeur de fente s, la même épaisseur h, et des constantes de grating différentes Λᵢ (i = 1, 2). La structure est symétrique par translation et la cellule unité contient 2 unités de G₁ et 3 unités de G₂. Δ dénote la position relative latérale de G₁ et G₂ dans une cellule unité. Le modèle de Drude [35] décrit la fonction diélectrique de l'argent. L'indice de réfraction de la silice est 1,5, en ignorant sa dispersion. Le diélectrique environnant est l'air, indice 1. Une onde plane incidente normale à polarisation p est employée pour étudier l'effet diode optique.

Schéma de la structure de diode optique. a Cellule unité. b Vue d'ensemble

La transmittance T de la structure de diode optique est définie comme :

$$ T = \frac{P_o}{P_i}, \quad (1) $$

où Pᵢ est la puissance incidente et Pₒ la puissance de sortie. T est simulée numériquement par la méthode FDTD [36]. Des conditions aux limites périodiques sont appliquées aux côtés gauche et droit, et des couches parfaitement adaptées aux côtés haut et bas du modèle de simulation. T_D et T_U représentent la transmittance pour incidence descendante et montante respectivement. La propriété de diode optique est décrite par le rapport de contraste d'isolement η :

$$ \eta = \frac{|T_D - T_U|}{T_D + T_U}. \quad (2) $$

Ainsi, η = 1 signifie la meilleure performance de diode optique.

Résultats et analyses théoriques

La transmittance et le rapport de contraste d'isolement de la structure de diode optique sont montrés Fig. 2. T_D diffère de T_U quand la longueur d'onde incidente est inférieure à λ_C. T_D atteint la valeur maximale 0,73 et T_U vaut 3,7 × 10⁻³ à λ_D (1315 nm). Tandis que T_U atteint la valeur maximale 0,82 et T_D vaut 3,6 × 10⁻⁴ à λ_U (921 nm). Les rapports de contraste d'isolement à λ_D et λ_U sont 0,990 et 0,999 respectivement. La figure 2 montre que l'effet diode optique est obtenu autour de λ_D et λ_U, et les deux bandes ont des directions de transmission inverses. Dans les bandes de fonctionnement de la diode dichroïque, la structure présente une transmission extraordinaire.

Spectres de transmission et rapport de contraste d'isolement de la structure de diode optique avec d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm, Λ₂ = 600 nm, et Δ = 0 nm

Pour comprendre la transmission de diode optique dichroïque, l'intensité de champ électrique |E|² aux deux bandes de fonctionnement est simulée. Comme Fig. 3a, d, le champ électrique est amplifié entre les deux gratings quand la lumière traverse la structure de diode optique. Pendant ce temps, Fig. 3b, c montrent le statut de blocage inverse. L'amplification du champ électromagnétique entre les deux gratings est due aux PS aux deux interfaces argent/silice adjacentes. Les types de PS aux deux gratings sont différents, classés comme PS structurés (PSS) et PS induits (PSI) respectivement. Les PSS sont excités et générés au premier grating illuminé (sélecteur). Les PSI sont induits au second grating (émetteur) par couplage entre PPS et l'interface argent/silice adjacente. Grâce aux PSS et PSI, la lumière traverse la structure de diode optique.

Distributions d'intensité de champ électrique |E|² pour incidence descendante à λ_D = 1315 nm (a), incidence montante à λ_D = 1315 nm (b), incidence descendante à λ_U = 921 nm (c), et incidence montante à λ_U = 921 nm (d)

La densité de charge de surface sur l'interface argent/silice et la composante E_y de la distribution de champ électrique sont illustrées Fig. 4 pour révéler les fonctions de couplage des PS. En Fig. 4a, G₁ et G₂ ont des charges opposées sur leurs surfaces adjacentes, similaire à un condensateur à plaques planes. En condition d'incidence descendante, G₁ agit comme sélecteur pour exciter les PSS à λ_D. La distribution périodique de densité de charge de surface montre que PPS est déterminé par la constante de grating de G₁. G₂ supporte les PSI induits par PPS et agit comme émetteur pour la transmission. E_y entre G₁ et G₂ est amplifié du fait du couplage entre PPS et PSI, Fig. 4b. Pour la condition d'incidence montante Fig. 4c, d, G₂ agit comme sélecteur et G₁ comme émetteur.

Densité de charge de surface sur l'interface argent/silice à G₁ et G₂, sous incidence descendante à λ_D = 1315 nm (a) et incidence montante à λ_U = 921 nm (c). Composante E_y du champ électrique sous incidence descendante à λ_D = 1315 nm (b) et incidence montante à λ_U = 921 nm (d)

Comme vu Fig. 4, le champ de transmission est périodique et non-uniforme dans la direction horizontale (axe x). La période Λ (Λ = 2Λ₁ = 3Λ₂) de la distribution du champ de transmission est modulée par la structure de diode optique intégrée et satisfait 2π/Λ = |g₁ - g₂|, où gᵢ est le vecteur de grating de Gᵢ (i = 1, 2). Le vecteur d'onde latéral κ de la lumière transmise dérive de la superposition de g₁ et g₂ :

$$ \kappa = \pm \frac{2\pi}{\Lambda} = \pm |g_1 - g_2|, \quad (3) $$

Et il décide la longueur d'onde critique λ_C (λ_C = 2π/|κ|) pour T_D ≠ T_U. Selon l'éq. (3), λ_C est 1800 nm pour notre structure, en bon accord avec les résultats de simulation λ_C = 1806 nm Fig. 2. Les effets diode optique apparaissent dans la gamme λ ≤ λ_C. Selon les résultats de simulation, la période des gratings intégrés (1800 nm) est plus grande que les longueurs d'onde de fonctionnement de la diode (1315 nm et 921 nm). Des composantes de diffraction multi-ordres peuvent être obtenues avec la diffusion lumineuse depuis les gratings intégrés. Ainsi, le champ de transmission n'est pas uniforme le long de la direction parallèle aux gratings, même quand la lumière est transmise au champ lointain.

Les PSS du grating d'argent sont similaires aux PS sur interface plane argent/silice sauf que les PSS sont mode radiatif [37], tandis que les PS sont modes purement liés à la surface. Les PSS peuvent être traités comme PS sur interface plane argent/silice approximativement quand les fentes des gratings sont extrêmement étroites. Ainsi, la relation de dispersion des PSS s'écrit [38] :

$$ \beta = k_0 \sqrt{\frac{\varepsilon_m \varepsilon_d}{\varepsilon_m + \varepsilon_d}} \quad (4) $$

où k₀ est le vecteur d'onde dans le vide et ε_m et ε_d les coefficients diélectriques de l'argent et de la silice respectivement. La relation de dispersion décrite par l'éq. (4) est illustrée Fig. 5. La courbe de dispersion calculée avec les paramètres du modèle de Drude [35] dans cet article concorde bien avec celle calculée avec les jeux de données de constantes optiques de Johnson et Christy [39] quand l'énergie photonique est en dessous de 2,75 eV (λ > 450 nm). En Fig. 5, les lignes verticales pointillées rouges et noires représentent |g₁| et |g₂| respectivement. Les PSS sont excités par le grating quand la condition d'adaptation vectorielle [40] est satisfaite :

$$ \beta = k_0 \sin\theta \pm N g_i \quad (N=1,2,3\dots). \quad (5) $$

Dispersion des PS sur interface plane argent/silice calculée avec le modèle de Drude et les données de Johnson et Christy. Les lignes verticales pointillées rouges et noires représentent les modules des vecteurs de grating |g₁| et |g₂| respectivement

Pour incidence normale (θ = 0°), la diffraction du premier ordre (N = 1) d'un grating a l'efficacité de diffraction la plus élevée, c'est-à-dire la plus grande efficacité d'excitation pour les PSS. Ainsi, l'éq. (5) est remplie aux points rouges et noirs Fig. 5 :

$$ \beta = |g_i|. \quad (6) $$

Dans la structure de diode optique, G₁ est le sélecteur excitant les PSS pour incidence descendante et G₂ le sélecteur pour incidence montante. G₁ et G₂ ont des constantes de grating différentes, donc les PSS sont excités à différentes longueurs d'onde pour directions d'incidence inverses. En Fig. 5, l'énergie photonique au point rouge est 0,91 eV et la longueur d'onde 1365 nm, correspondant à λ_D (1315 nm) Fig. 2. De même, l'énergie photonique au point noir est 1,04 eV et sa longueur d'onde 924 nm, correspondant à λ_U (921 nm) Fig. 2. Comme approximation du grating à la plaque, les longueurs d'onde de résonance PSS calculées par éq. (4) et (6) ne sont pas exactement égales à celles simulées par FDTD Fig. 2.

L'éq. (5) indique que l'angle d'incidence θ influence la condition d'adaptation vectorielle du grating aux PSS. Avec le changement de θ, la transmittance et le rapport de contraste d'isolement à λ_D (1315 nm) et λ_U (921 nm) sont simulés et montrés Fig. 6a, b respectivement. Avec θ augmentant de 0° à 10°, T_D à λ_D et T_U à λ_U diminuent pour le désadaptation vectorielle entre gᵢ et PSS. (T_D à λ_D diminue à 0 quand θ ≈ 40° et T_U à λ_U diminue à 0 quand θ ≈ 35°.) Dans la gamme d'angle d'incidence 0° ≤ θ ≤ 5°, T_D à λ_U et T_U à λ_D sont presque 0, et η reste toujours > 0,98 aux deux λ_U et λ_D. La figure 6 démontre que la structure affiche un bon effet diode optique à λ_D et λ_U sous incidence à petit angle.

Influence de l'angle d'incidence sur la transmittance et le rapport de contraste d'isolement à λ_D = 1315 nm (a) et λ_U = 921 nm (b)

Investigation et discussion

Dans cette section, nous étudions l'influence des paramètres de structure sur les spectres de transmission et le rapport de contraste d'isolement.

L'épaisseur intercouche d et la position relative latérale des gratings Δ sont limitées par la précision de fabrication. L'influence de d et Δ sur les spectres de transmission et les rapports de contraste d'isolement sont montrés Figs. 7 et 8 respectivement. La figure 7 montre que les bandes de fonctionnement de la diode optique présentent un léger décalage vers le rouge quand d augmente. Pendant ce temps, la valeur maximale de T_D diminue très peu, mais la valeur maximale de T_U diminue significativement. L'augmentation de d allonge la distance de transmission de la lumière à travers la structure, affaiblit l'interaction électromagnétique entre G₁ et G₂, et altère la densité de charge induite à la surface de l'émetteur. Comme vu Fig. 4, les charges distribuées aux coins des fentes de l'émetteur agissent comme sources dipolaires électriques du champ de transmission. La densité de charge aux coins des fentes de l'émetteur G₂ (Fig. 4a) est bien plus grande qu'aux coins des fentes de l'émetteur G₁ (Fig. 4c), donc d influence moins le maximum de T_D que celui de T_U. De plus, avec l'augmentation de d, de petits pics marqués FP₁ et FP₂ apparaissent dans T_U et le pic de transmission de FP₁ présente un grand décalage vers le rouge. Les distributions d'intensité de champ électrique |E|² prouvent que FP₁ et FP₂ résultent de résonances Fabry-Perot.

Influence de d sur les spectres de transmission et le rapport de contraste d'isolement. d = 220 nm (a), d = 240 nm (b), et d = 260 nm (c) quand s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm, Λ₂ = 600 nm, et Δ = 0 nm. Les encarts sont distributions d'intensité de champ électrique |E|² pour résonances de transmission montante

Influence de Δ sur les spectres de transmission et le rapport de contraste d'isolement. Δ = 50 nm = Λ₂/12 (a), Δ = 100 nm = Λ₂/6 (b), et Δ = 150 nm = Λ₂/4 (c) quand d = 200 nm, s = h = 50 nm, Λ₁ = 900 nm, et Λ₂ = 600 nm. Les encarts en (b) sont distributions E_y pour résonances de transmission montante

Comme Fig. 1, la structure de diode optique est périodique et a la même cellule unité quand Δ = a ± MΛ₂/2 (0 nm < a < Λ₂/2 et M = 0, 1, 2…). De plus, la cellule unité de Δ = a est symétrique gauche-droite avec celle de Δ = −a ± MΛ₂/2 et elles réalisent le même effet de transmission. Donc la transmittance de la structure de diode optique est affectée par Δ comme : T(Δ) = T(Δ + Λ₂/2) = T(−Δ + Λ₂/2). Comme Fig. 8, l'effet diode optique à λ~921 nm s'allume et s'éteint dans une période de Λ₂/2 quand Δ augmente. Cependant, le pic de transmission de T_D présente un léger décalage vers le bleu et l'effet diode optique à λ~1315 nm est toujours allumé quand Δ augmente. Vu Fig. 8a, un nouveau pic de transmission à λ_N émerge dans la courbe T_U près de λ_U. Quand Δ augmente de Λ₂/12 à Λ₂/6, le pic à λ_N présente un décalage vers le bleu tandis que le pic à λ_U présente un décalage vers le rouge (Fig. 8a, b). Les distributions E_y pour résonances de transmission à λ_U et λ_N sont insérées Fig. 8b. Selon les résultats de simulation, la résonance à λ_N génère du fait de la scission d'énergie. Quand Δ augmente à Λ₂/4, Fig. 8c, T_U est supprimée et les deux résonances de transmission disparaissent, ce qui éteint l'effet diode optique à λ~921 nm.

Selon l'analyse théorique, la bande de fonctionnement de la diode optique peut être obtenue dans une certaine gamme en optimisant les paramètres de grating. La figure 9 montre que la transmission de diode optique dichroïque est réalisée dans le visible avec paramètres d = 100 nm, Λ₁ = 450 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm, et Δ = 0 nm. Les transmittances maximales des bandes de transmission dichroïque sont 80 % (à 522 nm pour incidence montante) et 71 % (à 732 nm pour incidence descendante), et les rapports de contraste d'isolement η correspondants sont 0,998 et 0,993.

Spectres de transmission et rapport de contraste d'isolement pour la structure de diode optique avec d = 100 nm, Λ₁ = 450 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm, et Δ = 0 nm

De plus, la composition de la cellule unité dans notre structure influence aussi les phénomènes de diode optique. Selon l'éq. (5), les bandes de diode dépendent de Λ₁ et Λ₂. Dans notre recherche, nous sélectionnons la cellule unité consistant en 2 unités de G₁ et 3 unités de G₂, c'est-à-dire 2Λ₁ = 3Λ₂, afin d'obtenir simultanément hautes transmittances et bons rapports de contraste d'isolement dans les bandes de diode optique. Par exemple, Fig. 10 montre la transmission dichroïque de la structure de diode optique avec sa cellule unité consistant en 3 unités de G₁ et 4 unités de G₂. Les effets diode optique sont obtenus à 530 nm avec T_U = 72 % et 659 nm avec T_U = 76 %. Les rapports de contraste d'isolement aux deux longueurs d'onde sont réduits à 0,912 et 0,987, car la différence de |g₁| et |g₂| est petite et le grating agissant comme sélecteur peut exciter les PSS des deux gratings à différentes efficacités. En outre, quand Λ₁ = 2Λ₂, la résonance de transmission PS dans la structure de diode optique causée par la diffraction du premier ordre de G₂ peut aussi être excitée par la diffraction du second ordre de G₁ pour 2g₁ = g₂, ce qui réduirait le rapport de contraste d'isolement. Donc, une bonne propriété de diode optique requiert que deux constantes de grating aient une différence suffisante et évitent la relation multiple entier.

Spectres de transmission et rapport de contraste d'isolement pour la structure de diode optique avec cellule unité incluant 3 unités de G₁ et 4 unités de G₂. d = 100 nm, Λ₁ = 400 nm, Λ₂ = 300 nm, s = h = 30 nm, et Δ = 0 nm

Conclusions

La transmission de diode optique dichroïque basée sur les PS est réalisée dans notre structure, consistant en deux gratings d'argent parallèles disloqués et une intercouche de silice. Le premier grating métallique illuminé sélectionne la bande de transmission en excitant les PSS, et l'autre grating métallique émet l'énergie électromagnétique vers l'avant par oscillations des électrons de surface. Quand la direction d'incidence de la lumière est inversée, les rôles des deux gratings s'échangent et une autre bande de transmission de diode optique apparaît. Le rapport d'isolement optique peut presque atteindre 1. Les bandes de transmission de diode optique peuvent être ajustées dans différentes régions en changeant les paramètres de structure. Les bandes de fonctionnement et la transmittance sont indépendantes de l'intensité d'incidence. L'épaisseur de la structure n'est que quelques centaines de nanomètres. Ces propriétés offrent une large gamme d'applications dans les circuits intégrés.

Abréviations

PSI :

Plasmons de surface induits

PS :

Plasmons de surface

PSS :

Plasmons de surface structurés