基于双错位金属光栅的高效二向色光学二极管
本文提出并数值研究一种由两个错位平行金属光栅构成的光学二极管结构。该结构实现二向色光学二极管透射，即在两个对应反向透射方向的波段观察到光学二极管效应。结构中，两个周期不同的平行金属光栅夹一介质层。首个受光光栅作为选择器，在适当波长激发表面等离激元；另一光栅作为发射器实现光透射。反向入射时，两光栅角色互换，在另一波长激发表面等离激元。在二向色透射波段，结构表现出非凡透射并具高达 1 的光学隔离度。且可通过改变结构参数调控工作波段。 光学二极管仅允许单向光子透射、阻断反向透射，因其单向透射特性备受关注。当光-物质相互作用的时间反演对称性被破坏时可观察到光学二极管效应。可施加外磁场、偏压、声波或时变调制来实现。此外，破坏空间反演对称性的结构也是替代选择，如非对称多层结构、非对称光子晶体和非对称光栅。近十年来，金属微纳结构因表面等离激元（SPs）的优异特性受热捧。等离子体器件在超表面全息、折射率传感、滤波器等领域广泛应用，能在纳米尺度强力调控电磁场相互作用。通过改变周围介质环境和金属结构几何参数可调控 SPs。由纳米金属结构构成的光学二极管，如等离子体夹层光栅、级联等离子体光栅、等离子体纳米孔、等离子体槽波导、等离子体纳米颗粒聚集体等，为光信息处理被广泛研究。 本文在夹介质层的两个错位平行金属光栅中实现二向色光学二极管透射。因窄缝金属光栅表现出非凡透射，非对称结构实现单向透射，两个工作波段均实现透射增强和高隔离对比度。按受光顺序，两个周期不同的金属光栅分别作为选择器和发射器。选择器通过激发 SPs 选择共振波长，在 SPs 贡献下发射器实现透射。反向入射时，两光栅角色互换，在另一波长激发 SPs，从而获得二向色光学二极管透射。本文提出的光学二极管结构厚度仅 160 nm。随着纳米制造技术发展，可用紫外纳米压印光刻、激光直接写入光刻、电子束光刻等制备金属光栅结构。光学二极管特性与入射强度无关。这些特性意味着该结构在光集成中具有广阔应用潜力。 光学二极管结构示意图见图 1。结构由两个银光栅 G₁、G₂ 夹一二氧化硅层组成。二氧化硅层厚度记为 d。G₁、G₂ 具有相同狭缝宽度 s、相同厚度 h、不同光栅周期 Λᵢ（i=1,2）。结构具平移对称性，单元包含 2 个 G₁ 单元和 3 个 G₂ 单元。Δ 表示单元内 G₁、G₂ 的横向相对位置。银的介电函数用 Drude 模型描述。二氧化硅折射率 1.5，忽略色散。周围介质为空气，折射率 1。采用正入射 p 偏振平面波研究光学二极管效应。 光学二极管结构示意图。a 单元。b 整体视图 光学二极管结构透射率 T 定义为： $$ T = \frac{P_o}{P_i}, \quad (1) $$ 其中 P_i 为入射功率，P_o 为输出功率。T 采用有限差分时域（FDTD）法数值模拟。左右侧采用周期性边界条件，上下侧采用完美匹配层边界。T_D 和 T_U 分别代表向下入射和向上入射的透射率。光学二极管特性用隔离对比度 η 描述： $$ \eta = \frac{|T_D - T_U|}{T_D + T_U}. \quad (2) $$ 因此 η=1 意味着最佳光学二极管性能。 光学二极管结构的透射率和隔离对比度见图 2。当入射波长小于 λ_C 时 T_D 与 T_U 不同。在 λ_D（1315 nm）处 T_D 达最大值 0.73，T_U 为 3.7×10⁻³；在 λ_U（921 nm）处 T_U 达最大值 0.82，T_D 为 3.6×10⁻⁴。λ_D 和 λ_U 处隔离对比度分别为 0.990 和 0.999。图 2 显示在 λ_D 和 λ_U 附近获得光学二极管效应，两个波段透射方向相反。在二向色二极管工作波段，结构表现出非凡透射。 d=200 nm, s=h=50 nm, Λ₁=900 nm, Λ₂=600 nm, Δ=0 nm 时的透射光谱与隔离对比度 为理解二向色光学二极管透射机制，模拟了两个工作波段的电场强度 |E|² 分布。如图 3a、d 所示，光透射结构时两光栅间电场增强。同时图 3b、c 显示反向阻挡状态。两光栅间电磁场增强源于两相邻银/二氧化硅界面的 SPs。两光栅的 SPs 类型不同，分别归类为结构化 SPs（SSPs）和诱导 SPs（ISPs）。SSPs 在首个受光光栅（选择器）激发产生。ISPs 由 SPPs 与相邻银/二氧化硅界面耦合在后一光栅（发射器）诱导。因 SSPs 和 ISPs，光透射结构。 向下入射 λ_D=1315 nm（a）、向上入射 λ_D=1315 nm（b）、向下入射 λ_U=921 nm（c）、向上入射 λ_U=921 nm（d）时电场强度 |E|² 分布 图 4 展示银/二氧化硅界面表面电荷密度和电场 E_y 分量分布，揭示 SPs 耦合功能。图 4a 中 G₁、G₂ 相邻表面电荷相反，类似平板电容器。向下入射时，G₁ 作为选择器在 λ_D 激发 SSPs。周期性表面电荷密度分布表明 SPPs 由 G₁ 光栅周期决定。G₂ 支持由 SPPs 诱导的 ISPs，作为发射器实现透射。G₁、G₂ 间 E_y 因 SPPs 与 ISPs 耦合而增强（图 4b）。向上入射条件（图 4c,d）下，G₂ 为选择器，G₁ 为发射器。 向下入射 λ_D=1315 nm（a）和向上入射 λ_U=921 nm（c）时 G₁、G₂ 银/二氧化硅界面表面电荷密度。向下入射 λ_D=1315 nm（b）和向上入射 λ_U=921 nm（d）时 E_y 分量分布 图 4 显示透射场在水平（x 轴）方向呈周期性非均匀分布。积分光栅周期 Λ（Λ=2Λ₁=3Λ₂）满足 2π/Λ = |g₁-g₂|，g_i 为 G_i 光栅矢量（i=1,2）。SPs 存在增加光栅衍射效率。透射光横向波矢 κ 由 g₁ 和 g₂ 叠加决定： $$ \kappa = \pm \frac{2\pi}{\Lambda} = \pm |g_1 - g_2|, \quad (3) $$ 它决定 T_D ≠ T_U 的临界波长 λ_C（λ_C = 2π/|κ|）。按公式（3），上述结构 λ_C 为 1800 nm，与图 2 模拟结果 λ_C=1806 nm 吻合良好。光学二极管效应出现在 λ ≤ λ_C 范围。模拟显示积分光栅周期（1800 nm）大于二极管工作波长（1315 nm 和 921 nm）。光从积分光栅散射可获得多级衍射分量。因此透射场在平行光栅方向非均匀，即使光传至远场。 银光栅的 SSPs 类似平面银/二氧化硅界面 SPs，不同之处在于 SSPs 为辐射模式，而 SPs 为完全表面束缚模式。当光栅狭缝极窄时，SSPs 可近似视为平面界面 SPs。故 SSPs 色散关系可写为： $$ \beta = k_0 \sqrt{\frac{\varepsilon_m \varepsilon_d}{\varepsilon_m + \varepsilon_d}} \quad (4) $$ 其中 k₀ 为自由空间波矢，ε_m 和 ε_d 分别为银和二氧化硅介电常数。公式（4）描述的色散关系见图 5。本文用 Drude 模型参数计算的色散曲线在光子能量 <2.75 eV（λ>450 nm）时与用 Johnson 和 Christy 光学常数数据计算的曲线吻合良好。图 5 中红、黑虚线分别代表 |g₁| 和 |g₂|。当矢量匹配条件满足时，光栅激发 SSPs： $$ \beta = k_0 \sin\theta \pm N g_i \quad (N=1,2,3\dots) \quad (5) $$ 平面银/二氧化硅界面 SPs 色散关系，Drude 模型与 Johnson-Christy 数据计算对比。红、黑虚线分别代表光栅矢量模 |g₁| 和 |g₂| 正入射（θ=0°）下，光栅一级衍射（N=1）衍射效率最高，即 SSPs 激发效率最大。故公式（5）在图 5 红、黑点处满足： $$ \beta = |g_i|. \quad (6) $$ 光学二极管结构中，向下入射 G₁ 为选择器激发 SSPs，向上入射 G₂ 为选择器。G₁、G₂ 光栅周期不同，反向入射时在不同波长激发 SSPs。图 5 中红点光子能量 0.91 eV、波长 1365 nm，对应图 2 λ_D（1315 nm）；黑点光子能量 1.04 eV、波长 924 nm，对应图 2 λ_U（921 nm）。因将光栅近似为平板，用公式（4）、（6）计算的 SSPs 共振波长与图 2 FDTD 模拟结果不完全相等。 公式（5）表明入射角 θ 影响光栅到 SSPs 的波矢匹配条件。随 θ 变化，λ_D（1315 nm）和 λ_U（921 nm）处透射率和隔离对比度模拟见图 6a,b。θ 从 0° 增至 10° 时，λ_D 处 T_D 和 λ_U 处 T_U 因 g_i 与 SSPs 波矢失配而下降（θ≈40° 时 λ_D 处 T_D 降至 0，θ≈35° 时 λ_U 处 T_U 降至 0）。0°≤θ≤5° 范围内，λ_U 处 T_D 和 λ_D 处 T_U 几乎为 0，η 在两波长均保持 >0.98。图 6 表明结构在小角度入射下于 λ_D 和 λ_U 均表现良好光学二极管效应。 入射角对 λ_D=1315 nm（a）和 λ_U=921 nm（b）透射率和隔离对比度的影响 本节研究结构参数对透射光谱和隔离对比度的影响。 层间厚度 d 和光栅横向相对位置 Δ 受制造精度限制。d 和 Δ 对透射光谱和隔离对比度的影响见图 7、8。图 7 显示 d 增加时二极管工作波段轻微红移。T_D 最大值下降极小，但 T_U 最大值显著下降。d 增加会延长光透射距离，削弱 G₁、G₂ 电磁相互作用，损害发射器表面感应电荷密度。图 4 显示发射器狭缝拐角电荷分布作为透射场电偶极子源。发射器 G₂ 狭缝拐角电荷密度（图 4a）远大于发射器 G₁（图 4c），故 d 对 T_D 最大值影响小于对 T_U。此外，d 增加时 T_U 出现标记为 FP₁、FP₂ 的小峰，FP₁ 透射峰大幅红移。电场强度 |E|² 分布证实 FP₁、FP₂ 源自法布里-珀罗共振。 d 对透射光谱和隔离对比度的影响。d=220 nm（a）、240 nm（b）、260 nm（c），s=h=50 nm, Λ₁=900 nm, Λ₂=600 nm, Δ=0 nm。内嵌图为向上透射共振电场强度 |E|² 分布 Δ 对透射光谱和隔离对比度的影响。Δ=50 nm=Λ₂/12（a）、100 nm=Λ₂/6（b）、150 nm=Λ₂/4（c），d=200 nm, s=h=50 nm, Λ₁=900 nm, Λ₂=600 nm。（b）内嵌图为向上透射共振 E_y 分布 如图 1，光学二极管结构周期性相同当 Δ = a ± MΛ₂/2（0 理论分析表明，通过优化光栅参数可在一定范围内获得二极管工作波段。图 9 显示参数 d=100 nm, Λ₁=450 nm, Λ₂=300 nm, s=h=30 nm, Δ=0 nm 时在可见光范围实现二向色光学二极管透射。二向色二极管透射波段最大透射率分别为 80%（向上入射 522 nm）和 71%（向下入射 732 nm），对应隔离对比度 η 为 0.998 和 0.993。 d=100 nm, Λ₁=450 nm, Λ₂=300 nm, s=h=30 nm, Δ=0 nm 时的透射光谱和隔离对比度 此外，单元组分也影响光学二极管现象。按公式（5），二极管波段取决于 Λ₁、Λ₂。本研究选单元含 2 个 G₁ 单元和 3 个 G₂ 单元，即 2Λ₁=3Λ₂，以在二极管波段同时获得高透射率和良好隔离对比度。例如图 10 展示单元含 3 个 G₁ 和 4 个 G₂ 的二向色透射。二极管效应分别在 530 nm（T_U=72%）和 659 nm（T_U=76%）获得，隔离对比度降至 0.912 和 0.987，因 |g₁| 和 |g₂| 差异小，选择器光栅以不同效率激发两光栅 SSPs。另外，当 Λ₁=2Λ₂ 时，G₂ 一级衍射引起的 SPs 透射共振也可由 G₁ 二级衍射激发（因 2g₁=g₂），降低隔离对比度。故良好光学二极管性能要求两光栅周期有足够差异并避免整数倍关系。 单元含 3 个 G₁ 和 4 个 G₂ 的光学二极管结构透射光谱和隔离对比度。d=100 nm, Λ₁=400 nm, Λ₂=300 nm, s=h=30 nm, Δ=0 nm 基于 SPs 的二向色光学二极管透射在由两个错位平行银光栅和二氧化硅中间层组成的结构中实现。首个受光金属光栅通过激发 SSPs 选择透射波段，另一金属光栅通过表面电子振荡向前发射电磁能。反向入射时，两光栅角色互换，出现另一光学二极管透射波段。光学隔离比可近似达 1。通过改变结构参数可将二极管工作波段调节至不同区域。二极管工作波段和透射率与入射强度无关。结构厚度仅几百纳米。这些特性为集成电路应用提供广阔空间。摘要
引言
方法
结果与理论分析
研究与讨论
结论
缩略语
纳米材料