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开口狭缝调制的耦合微腔中表面等离激元诱导透明特性

褚培新 张玉斌 陈俊学

开口狭缝调制的耦合微腔中表面等离激元诱导透明特性

褚培新, 张玉斌, 陈俊学
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  • 耦合的波导-微腔结构在光滤波器、光调制器中有着广泛的应用. 结构的光传输性质主要由模式的耦合强度来决定, 而耦合强度通常通过控制结构间的几何间距来实现. 由于电磁波在金属中急剧衰减, 这为控制金属微腔中模式的耦合带来了巨大的挑战. 本文利用金属微腔中法布里-珀罗模式的共振特性, 在微腔中引入开口狭缝, 通过调节狭缝的缝宽以及偏移位置, 来控制模式的泄漏率以及耦合强度, 实现了可调控的表面等离激元诱导透明效应. 当狭缝的开口宽度或者偏移量增加时, 结构透射谱的透射峰值和半高全宽也会相应地增加. 狭缝的几何参数变化会对结构共振特性产生调制, 文中通过时域耦合模理论对相应的物理机进行了解释. 本文的结果为实现利于加工的紧凑表面等离激元器件提供了思路.
    [1]

    Harris S E, Field J E, Imamoglu A 1990 Phys. Rev. Lett. 64 1107

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    Xu Q, Sandhu S, Povinelli M L, Shakya J, Fan S, Lipson M 2006 Phys. Rev. Lett. 96 123901

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    Zhang Z, Zhang L, Li H, Chen H 2014 Appl. Phys. Lett. 104 231114

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    Yun B, Hu G, Cui Y 2013 Plasmonics 8 267

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    Lu Q, Wang Z, Huang Q, Jiang W, Wu Z, Wang Y, Xia J 2017 J. Lightwave Technol. 35 1710

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    Rumpf R C 2012 Prog. Electromagn. Res. B 36 221

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    Johnson P B, Christy R W 1972 Phys. Rev. B 6 4370

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    Mario L Y, Chin M K 2008 Opt. Express 16 1796

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    Han Z, I.Bozhevolnyi S 2011 Opt. Express 19 3251

    [13]

    宁仁霞, 鲍婕, 焦铮 2017 物理学报 66 100202

    Ning R X, Bao J, Jiao Z 2017 Acta Phys. Sin. 66 100202

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    Haddadpour A, Nezhad V F, Yu Z, Veronis G 2016 Opt. Lett. 41 4340

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    Fan S, Suh W, Joannopoulos J D 2003 J. Opt. Soc. Am. A 20 569

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    Suh W, Wang Z, Fan S 2004 IEEE J. Quantum Electron. 40 1511

    [18]

    Chen J, Wang P, Zhang Z M, Lu Y, Ming H 2011 Phys. Rev. E 84 026603

    [19]

    王辉, 沙威, 黄志祥, 吴先良, 沈晶 2014 物理学报 63 184210

    Wang H, Sha W, Huang Z, Wu X, Shen J 2014 Acta Phys. Sin. 63 184210

    [20]

    Zhang Z, Ng G I, Hu T, Qiu H, Guo X, Wang W, Rouifed M S, Liu C, Wang H 2017 Appl. Phys. Lett. 111 081105

  • 图 1  单个金属波导-微腔侧边耦合结构. 银-空气-银构成一个高局域的MDM波导结构, 空气层厚度为wd, 金属微腔的长度为L, 宽度为D. 波导与微腔间通过开口的狭缝进行耦合, 狭缝的宽度为C, 高度为S, 狭缝中心与微腔中心的偏移量为dsp

    Fig. 1.  The schematic diagram of single metal waveguide-cavity side-coupled structure. The MDM waveguide is consisted by silver-air-silver. The width of air layer is wd. The length and width of metal microcavity are L and D, respectively. A slit is used to connect the waveguide and microcavity. The width and height of slit are denoted as C and S, respectively. The center-to-center distance between slit and cavity is denoted as dsp.

    图 2  狭缝偏移位移固定(dsp = 120 nm), 不同狭缝宽度情况下 (a) 结构的透射谱; (b)结构共振Q值的变化情况. 结构谐振时, 对应的磁场振幅分布(|Hy|)也在图(b) 中给出. 狭缝宽度固定(C = 100 nm), 不同狭缝偏移量情况下, (c) 结构的透射谱; (d) 结构共振Q值的变化情况. 微腔的尺寸(长L = 650 nm, 宽度D = 200 nm), 波导的宽度wd = 200 nm

    Fig. 2.  As the location offset of slit is fixed (dsp = 120 nm), (a) the transmittance spectra of structure with the different width C, (b) the Q factor of structure versus the width C. The amplitude distribution of magnetic field at the resonant wavelength of structure with width C = 100 nm is also shown in the inset of Fig. 2(b). (c) The transmittance spectra of structure with the different location offset dsp; (d) the Q factor of structure versus the dsp. The length and width of microcavity are L = 650 nm and D = 200 nm, respectively. The thickness of waveguide wd = 200 nm.

    图 3  金属波导-双微腔侧边耦合结构示意图. 在图1的基础上再加入一个谐振腔, 并为两个谐振腔编号为①与②. 靠近波导的为1号微腔, 所有的结构参数的尾数都为1; 远离波导的为2号谐振腔, 所有的结构参数的尾数为2. 空气层厚度为wd

    Fig. 3.  The schematic diagram of metal waveguide-double microcavities side-coupled structure. A other microcavity is introduced into the structure shown in Fig.1. The two microcavities are numbered as ① and ②, respectively. The width of air layer is wd.

    图 4  波导-双微腔结构的透射谱. 其中, 红色实线表示FDFD方法得到的结果, 蓝色圆点为TCMT方法得到的结果. 为了便于比较, 单个波导-微腔结构的透射谱在图中以黑色虚线表示; (b)波导-双微腔结构中, 透射波的位相变化情况. 数值模拟中, 结构的几何参数为L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, C2 = 40 nm, dsp2 = 80 nm, wd = 200 nm.

    Fig. 4.  (a) The transmittance spectra of waveguide-microcavities structure. The red line and blue dotted line denote the results obtained from FDFD simulation and TCMT, respectively. For comparison, the transmittance spectra of the single waveguide-microcavity are shown with black dashed line; (b) for waveguide-microcavities structure, the phase of output wave versus the wavelength. In simulation, the parameters of structure are L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, C2 = 40 nm, dsp2 = 80 nm and wd = 200 nm.

    图 5  类EIT窗口透射峰值和FWHM与狭缝开口宽度C2的关系. 结构的其他参数为L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, dsp2 = 80 nm, wd = 200 nm

    Fig. 5.  The peak value of transmission and the FWHM of EIT window versus the width C2 of slit. In simulation, the geometrical parameters of structure are L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, dsp2 = 80 nm and wd = 200 nm.

  • [1]

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    Lu Q, Wang Z, Huang Q, Jiang W, Wu Z, Wang Y, Xia J 2017 J. Lightwave Technol. 35 1710

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    Han Z, I.Bozhevolnyi S 2011 Opt. Express 19 3251

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    宁仁霞, 鲍婕, 焦铮 2017 物理学报 66 100202

    Ning R X, Bao J, Jiao Z 2017 Acta Phys. Sin. 66 100202

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    Wang H, Sha W, Huang Z, Wu X, Shen J 2014 Acta Phys. Sin. 63 184210

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    [2] 宁仁霞, 鲍婕, 焦铮. 基于石墨烯超表面的宽带电磁诱导透明研究. 物理学报, 2017, 66(10): 100202. doi: 10.7498/aps.66.100202
    [3] 吴晗, 吴竞宇, 陈卓. 基于超表面的Tamm等离激元与激子的强耦合作用. 物理学报, 2020, 69(1): 010201. doi: 10.7498/aps.69.20191225
    [4] 吴立祥, 李鑫, 杨元杰. 基于双层阿基米德螺线的表面等离激元涡旋产生方法. 物理学报, 2019, 68(23): 234201. doi: 10.7498/aps.68.20190747
    [5] 邓红梅, 黄磊, 李静, 陆叶, 李传起. 基于石墨烯加载的不对称纳米天线对的表面等离激元单向耦合器. 物理学报, 2017, 66(14): 145201. doi: 10.7498/aps.66.145201
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    [7] 朱华, 颜振东, 詹鹏, 王振林. 局域表面等离激元诱导的三次谐波增强效应. 物理学报, 2013, 62(17): 178104. doi: 10.7498/aps.62.178104
    [8] 张红, 尹海峰, 张开彪, 林家和. 基于含时密度泛函理论的表面等离激元研究进展. 物理学报, 2015, 64(7): 077303. doi: 10.7498/aps.64.077303
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    [10] 唐宏, 王登龙, 张蔚曦, 丁建文, 肖思国. 纵波光学声子耦合对级联型电磁感应透明半导体量子阱中暗-亮光孤子类型的调控. 物理学报, 2017, 66(3): 034202. doi: 10.7498/aps.66.034202
    [11] 张文君, 高龙, 魏红, 徐红星. 表面等离激元传播的调制. 物理学报, 2019, 68(14): 147302. doi: 10.7498/aps.68.20190802
    [12] 李盼. 表面等离激元纳米聚焦研究进展. 物理学报, 2019, 68(14): 146201. doi: 10.7498/aps.68.20190564
    [13] 杨丽君, 张连水, 李晓莉, 李晓苇, 郭庆林, 韩 理, 傅广生. 多窗口可调谐电磁诱导透明研究. 物理学报, 2006, 55(10): 5206-5210. doi: 10.7498/aps.55.5206
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    [16] 吕纯海, 谭文婷, 谭磊. 压缩真空中的电磁诱导透明. 物理学报, 2011, 60(2): 024204. doi: 10.7498/aps.60.024204
    [17] 杜英杰, 谢小涛, 杨战营, 白晋涛. 电磁诱导透明系统中的暗孤子. 物理学报, 2015, 64(6): 064202. doi: 10.7498/aps.64.064202
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    [19] 李晓莉, 尚雅轩, 孙江. 射频驱动下电磁诱导透明窗口的分裂和增益的出现. 物理学报, 2013, 62(6): 064202. doi: 10.7498/aps.62.064202
    [20] 王越, 冷雁冰, 王丽, 董连和, 刘顺瑞, 王君, 孙艳军. 基于石墨烯振幅可调的宽带类电磁诱导透明超材料设计. 物理学报, 2018, 67(9): 097801. doi: 10.7498/aps.67.20180114
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-03-12
  • 修回日期:  2020-06-16
  • 上网日期:  2020-06-17
  • 刊出日期:  2020-07-01

开口狭缝调制的耦合微腔中表面等离激元诱导透明特性

摘要: 耦合的波导-微腔结构在光滤波器、光调制器中有着广泛的应用. 结构的光传输性质主要由模式的耦合强度来决定, 而耦合强度通常通过控制结构间的几何间距来实现. 由于电磁波在金属中急剧衰减, 这为控制金属微腔中模式的耦合带来了巨大的挑战. 本文利用金属微腔中法布里-珀罗模式的共振特性, 在微腔中引入开口狭缝, 通过调节狭缝的缝宽以及偏移位置, 来控制模式的泄漏率以及耦合强度, 实现了可调控的表面等离激元诱导透明效应. 当狭缝的开口宽度或者偏移量增加时, 结构透射谱的透射峰值和半高全宽也会相应地增加. 狭缝的几何参数变化会对结构共振特性产生调制, 文中通过时域耦合模理论对相应的物理机进行了解释. 本文的结果为实现利于加工的紧凑表面等离激元器件提供了思路.

English Abstract

    • 电磁诱导透明(electromagnetically induced transparency, EIT)是一种典型的非线性光学效应, 它是指在外加控制光场作用下, 原子或者分子在不同的量子态之间发生跃迁, 使得与探测光场发生耦合的量子跃迁通道之间发生干涉相消, 从而使得在吸收带中产生一个狭窄的透射峰的一种现象[1]. 但是在原子系统中实现EIT需要极端的实验条件, 因此, 在经典的系统中模拟EIT便成为许多研究者的目标. 到目前为止, 已经在不同种类的经典系统实现了EIT现象. 如金属纳米结构系统[2]、全电介质共振系统[3]、声学共振系统[4]. 由于EIT效应的实现, 能对结构共振光谱的Q值和谱线线型进行调制, 这在实现慢光效应、高灵敏度传感器和增强光学非线性等方面有着重要的应用.

      表面等离激元(surface plasmon polaritons, SPP)是电磁波与金属表面自由电子耦合而形成的一种沿金属表面传播的近场电磁波. 它能将入射光波局域到亚波长尺度进行传播, 从而能极大地减小光学元件的尺寸, 便于光学集成. 此外, 由于光波的亚波长局域, 可以实现光波的近场增强, 这在增强光学非线性、光与物质作用方面有着非常重要的应用. 金属-电介质-金属(metal-dielectric-metal, MDM)波导是被广泛研究的SPP波导结构. 由于电磁场能量在电介质层中高度局域, 有望实现芯片级的光互联. 因而, 基于MDM结构的各种光功能器件是目前研究的热点. 2014年, Zhang等[5]将梳状线槽和矩形腔置于金属包层内, 利用它们之间的耦合得到明暗状态, 在明态和暗态之间进行相消干涉从而实现EIT效应. 目前, 在MDM波导中实现EIT现象主要有两种途径: 第一种, 在MDM波导结构中添加凹槽, 这样可使入射波在槽中干涉形成EIT, 并且随着凹槽数量的增加, 透射峰的数量也会增加[6], 但在凹槽中形成的法布里-珀罗共振模式(Fabry–Pérot mode, FP)会使得透射峰的强度下降; 第二种是类似于电介质波导-微腔结构, 波导与微腔之间通过倏逝波耦合, 实现EIT现象[7,8], 这需要精确控制波导与金属微腔的间距, 但波导与金属微腔的间距很小, 会使得加工成为一个难题.

      本文提出一种金属-电介质-金属波导侧边耦合金属微腔的设计方案. 不同于常用的倏逝波耦合方案, 结构中波导与微腔间引入开口狭缝, 通过控制开口狭缝的宽度和偏离位置, 来调制微腔中模式的泄漏率, 从而影响波导模式与微腔模式以及微腔模式间的耦合效率, 进而对结构中类EIT窗口的峰值和半高全宽(full width at half maximum, FWHM)进行调制. 通过频域有限差分方法(finite-difference frequency domain, FDFD)对结构的性能进行模拟仿真和优化, 通过时域耦合模理论(temporal coupled mode theory, TCMT)对结构类EIT形成的机理进行了解释.

      本文的结构如下: 第2节, 简要介绍了单个波导-微腔结构, 分析了其微腔的模式特性以及结构的透射特性; 第3节, 分析了波导-双微腔结构, 通过开口狭缝调制微腔中高Q模式与低Q模式间的耦合, 在结构透射谱中实现了类EIT效应. 通过TCMT对类EIT的形成机制进行解释, 利用FDFD方法对类EIT窗口进行了优化. 最后是结论部分.

    • 首先, 分析单个波导-微腔侧边耦合结构. 结构示意图如图1所示, 宽度为wd的MDM波导通过侧边耦合一个矩形金属微腔, 波导与微腔间的间距表示为S. 不同于传统的波导侧边耦合结构[6-8], 这里间距S = 200 nm, 远大于电磁波在金属中的穿透深度. 为了将光波耦合到金属微腔中, 在波导与微腔间引入了一个开口狭缝, 狭缝宽度为C, 狭缝中心与微腔中心的偏移量表示为dsp.

      图  1  单个金属波导-微腔侧边耦合结构. 银-空气-银构成一个高局域的MDM波导结构, 空气层厚度为wd, 金属微腔的长度为L, 宽度为D. 波导与微腔间通过开口的狭缝进行耦合, 狭缝的宽度为C, 高度为S, 狭缝中心与微腔中心的偏移量为dsp

      Figure 1.  The schematic diagram of single metal waveguide-cavity side-coupled structure. The MDM waveguide is consisted by silver-air-silver. The width of air layer is wd. The length and width of metal microcavity are L and D, respectively. A slit is used to connect the waveguide and microcavity. The width and height of slit are denoted as C and S, respectively. The center-to-center distance between slit and cavity is denoted as dsp.

      这里通过FDFD方法来模拟结构的电磁特性. 空气波导层的厚度wd = 200 nm, 在工作波长1500 nm附近, 波导结构仅支持单个SPP模式. SPP模式通过总场-散射场的形式引入到结构中[9]. 模拟中, 离散网格的尺寸为5 nm, 金属银的介电函数来自于实验值[10]. 本文中, 波导与微腔的间距远大于电磁波在金属中的穿透深度. 微腔不是通过波导的倏逝波耦合激发[11], 而是通过开口狭缝的能量泄漏来激发[12,13], 因而狭缝的宽度(C )和位置偏移量(dsp)将直接影响结构的光谱响应. 图2(a)给出了在固定狭缝偏移量(dsp = 120 nm)时, 不同狭缝宽度对应的结构透射谱. 可以看出, 由于存在狭缝, 波导中的电磁能量能有效耦合到金属微腔中, 形成谐振, 从而会在透射谱中形成低谷. 随着狭缝宽度的增加, 微腔中更多的电磁能量会泄漏出来, 使得模式的损耗增加, 因而透射谱的FWHM会展宽. 而且狭缝宽度的增加, 会对微腔中模式谐振频率进行修正, 结构的透射谱的低谷会蓝移. 结构谐振时相应的品质因子(Q值)在图2(b)中给出. 随着金属狭缝宽度的增加, 结构的共振Q值减小. 金属狭缝宽度C = 70 nm, 高度S = 200 nm和偏移量dsp = 120 nm时, 结构谐振时对应磁场的振幅分布(|Hy|)在图2(b)的插图中给出. 可以看出, 微腔中激发一阶FP共振模式. 金属微腔中FP模式的谐振条件表示为[14]

      图  2  狭缝偏移位移固定(dsp = 120 nm), 不同狭缝宽度情况下 (a) 结构的透射谱; (b)结构共振Q值的变化情况. 结构谐振时, 对应的磁场振幅分布(|Hy|)也在图(b) 中给出. 狭缝宽度固定(C = 100 nm), 不同狭缝偏移量情况下, (c) 结构的透射谱; (d) 结构共振Q值的变化情况. 微腔的尺寸(长L = 650 nm, 宽度D = 200 nm), 波导的宽度wd = 200 nm

      Figure 2.  As the location offset of slit is fixed (dsp = 120 nm), (a) the transmittance spectra of structure with the different width C, (b) the Q factor of structure versus the width C. The amplitude distribution of magnetic field at the resonant wavelength of structure with width C = 100 nm is also shown in the inset of Fig. 2(b). (c) The transmittance spectra of structure with the different location offset dsp; (d) the Q factor of structure versus the dsp. The length and width of microcavity are L = 650 nm and D = 200 nm, respectively. The thickness of waveguide wd = 200 nm.

      $\frac{{2{\text{π}}}}{\lambda }{n_{{\rm{eff}}}} \cdot 2L + 2\delta =2n{\text{π}}, $

      其中, neff为微腔中模式的有效折射率, λ为光波在真空中的波长, L为腔长, δ为模式在腔壁两端反射的附加位相, n为FP模式谐振的阶数. 由于微腔中一阶FP模式被激发, 磁场在微腔两端高度局域, 而在微腔的中心区域, 能量几乎为零. 那么, 除了改变狭缝宽度外, 通过调节开口狭缝的位置(也就是狭缝的偏移量dsp)也能控制微腔中模式能量的泄漏率, 从而调制结构的光谱响应, 图2(c)图2(d)分别给出在固定狭缝宽度(C = 100 nm), 不同狭缝偏移量对应的结构透射谱和共振Q值. 由于一阶FP模式的能量主要局域在微腔的两端, 随着偏移量的增加, 微腔中更多的能量被泄漏出来, 导致结构共振时的半高全宽增加, 响应的共振Q值减小.

      因此, 通过调节狭缝的开口宽度或者偏移位置, 可以改变微腔中模式的泄漏率, 从而实现对SPP入射的波导-微腔结构的共振特性进行调制, 这不同于通过倏逝波耦合的波导-微腔结构, 在其结构中是通过调节谐振腔与波导的几何间距来实现的.

    • 利用上述规律以及微腔内FP模式的谐振特性, 在单个微腔的基础上, 再加入一个微腔, 并在两个微腔间通过开口狭缝连接, 结构示意图如图3所示. 由于微腔中, 模式的泄漏率与开口狭缝的宽度和偏移位置有关, 通过调节两个狭缝的宽度和偏移位置, 可以在两个微腔中分别实现高Q和低Q模式共振, 通过两个模式的耦合可以实现SPP波导结构的类EIT现象.

      图  3  金属波导-双微腔侧边耦合结构示意图. 在图1的基础上再加入一个谐振腔, 并为两个谐振腔编号为①与②. 靠近波导的为1号微腔, 所有的结构参数的尾数都为1; 远离波导的为2号谐振腔, 所有的结构参数的尾数为2. 空气层厚度为wd

      Figure 3.  The schematic diagram of metal waveguide-double microcavities side-coupled structure. A other microcavity is introduced into the structure shown in Fig.1. The two microcavities are numbered as ① and ②, respectively. The width of air layer is wd.

      图3所示, 第一个微腔的宽度和长度分别表示为D1L1, 微腔与波导间的开口狭缝的高度与宽度分别表示为S1C1, 狭缝中心与结构中心的偏移量表示为dsp1. 第二个微腔的宽度与长度分别表示为D2L2, 两个微腔间通过开口狭缝连接, 连接狭缝的高度与宽度分别表示为S2C2, 狭缝中心与结构中心的偏移量表示为dsp2.

      结构中的电磁共振行为, 可以通过时域耦合模理论(TCMT)来描述. 结构的TCMT模型也在图3中给出, 1号腔与波导的连接狭缝的左端为入射面, 模式间的动力学方程表示为[15-17]:

      $\left\{ \begin{aligned} &\frac{{{\rm{d}}{A_1}}}{{{\rm{d}}t}} = ({\rm{j}}{\omega _1} - {\gamma _{r1}} - {\gamma _{a1}}){A_1} + {\rm{j}}\mu {A_2} + {\rm{j}}\sqrt {2{\gamma _{r1}}} {S_{1 + }},\\ &\frac{{{\rm{d}}{A_2}}}{{{\rm{d}}t}} = ({\rm{j}}{\omega _2} - {\gamma _{a2}}){A_2} + {\rm{j}}\mu {A_1}, \end{aligned} \right.\\[-18pt]$

      式中, A1为1号微腔中的共振模式的复振幅, γr1γa1分别表示1号微腔中模式的泄漏率和吸收率, ω1为1号微腔中模式的谐振频率. 同理, A2γa2分别表示2号微腔中模式的复振幅和吸收率, ω2表示2号微腔中模式的谐振频率, μ表示两个腔之间的耦合系数. Si+Si-分别表示第i个通道入射波和出射波的幅度. 这些量都是归一化的, ${\left| {{A_1}\left( t \right)} \right|^2}$${\left| {{A_2}\left( t \right)} \right|^2}$对应微腔中的电磁能量. ${\left| {{S_{i + }}} \right|^2}$${\left| {{S_{i - }}} \right|^2}$分别对应于入射通道和出射通道的功率. 结构中, SPP模式是从结构左侧入射(即${S_{1 + }} ={{\rm{e}}^{{\rm{j}}\omega t}}$, ${S_{{\rm{2}} + }} ={\rm{ 0}}$), 式中ω表示入射波的角频率. 根据能量守恒和时间反演对称性, 通道间入射波和出射波幅度间的关系表示如下:

      $\begin{split} & {S_{{\rm{1}} - }} = {S_{2 + }} + {\rm{j}}\sqrt {{\gamma _{{\rm{r1}}}}} {A_1},\\ & {S_{2 - }} = {S_{1 + }} + {\rm{j}}\sqrt {{\gamma _{{\rm{r1}}}}} {A_1}. \end{split}$

      将(3)式代入到(2)式中, 可得到入射SPP的反射率(R)和透射率(T):

      $\begin{split} & R = {\left| {\frac{{{S_{1 - }}}}{{{S_{1 + }}}}} \right|^2} = {\left| {\frac{{{\rm{j}}\sqrt 2 {\gamma _{r1}}}}{{(\omega - \omega _1^{'}) - {\rm{j}}\gamma _1^{'}}}} \right|^2},\\ & T = {\left| {\frac{{{S_{2 - }}}}{{{S_{1 + }}}}} \right|^2} = {\left| {1 + \frac{{{\rm{j}}\sqrt 2 {\gamma _{r1}}}}{{(\omega - \omega _1^{'}) - {\rm{j}}\gamma _1^{'}}}} \right|^2}, \end{split}$

      其中, ${\omega '_1}$${\gamma '_1}$为模式耦合得到的有效谐振频率和损耗率, 其数学形式表示为:

      $\omega _1^{\prime} ={\omega _1}+\frac{{{\mu ^2}(\omega - {\omega _2})}}{{{{(\omega - {\omega _2})}^2} + {\gamma _{a2}}^2}}, $

      $\gamma _1^{\prime} ={\gamma _{{\rm{r1}}}} + {\gamma _{{\rm{a1}}}} + \frac{{{\mu ^2}{\gamma _{{\rm{a2}}}}}}{{{{(\omega - {\omega _2})}^2} + {\gamma _{{\rm{a2}}}}^2}}.$

      通过FDFD方法求解结构的本征方程[18,19], 可以得到结构中模式的谐振频率、模式的泄漏率和吸收率. 模式间的耦合强度, 通过数值模拟结果和TCMT方法拟合得到. 通过FDFD方法模拟, 得到波导-双微腔结构的透射谱如图4(a)所示. 在图4(a)中, 红色实线表示FDFD数值模拟得到的透射谱, 蓝色圆点为TCMT方法拟合得到的结果. 在TCMT模拟中, 谐振频率ω1 = ω2 = 1.262 × 1015 rad/s, 吸收率γa1 = 2.225 × 1012 rad/s, γa2 = 2.223 × 1012 rad/s, 泄漏率γr1 = 1.243 × 1013 rad/s, 耦合系数μ = 1.498 × 1013 rad/s. 为了便于比较, 单个波导-微腔结构的透射谱在图中以黑色虚线表示. 相比于单微腔结构, 双微腔结构会在其透射低谷处形成一个透射峰值, 形成类EIT现象.

      图  4  波导-双微腔结构的透射谱. 其中, 红色实线表示FDFD方法得到的结果, 蓝色圆点为TCMT方法得到的结果. 为了便于比较, 单个波导-微腔结构的透射谱在图中以黑色虚线表示; (b)波导-双微腔结构中, 透射波的位相变化情况. 数值模拟中, 结构的几何参数为L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, C2 = 40 nm, dsp2 = 80 nm, wd = 200 nm.

      Figure 4.  (a) The transmittance spectra of waveguide-microcavities structure. The red line and blue dotted line denote the results obtained from FDFD simulation and TCMT, respectively. For comparison, the transmittance spectra of the single waveguide-microcavity are shown with black dashed line; (b) for waveguide-microcavities structure, the phase of output wave versus the wavelength. In simulation, the parameters of structure are L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, C2 = 40 nm, dsp2 = 80 nm and wd = 200 nm.

      图3所示的双金属微腔结构中, 由于存在开口狭缝, 波导与微腔、微腔与微腔间存在电磁能量泄漏, 泄漏的能量促使模式间进行耦合, 从而调节结构的输出波形. 结构中波导右侧的输出波主要来自于三部分的贡献: 第一部分来自于入射SPP的直接透射; 第二部分来自于第一个腔(低Q模式谐振)的直接泄漏辐射; 第三部分是耦合到第二个腔中的能量(高Q模式谐振)通过第一个微腔间接泄漏到波导中[5]. 当结构谐振时, 后面两部分能量的场振幅会发生干涉相消, 导致在原来透射低谷的位置上, 出现透射峰值, 实现了类似于EIT现象. 结构透射峰值对应的磁场分布在图4(a)中的插图中给出, 可以看出, 由于场振幅的干涉相消, 在第一个微腔中, 磁场振幅很弱. 图4(b)给出了透射SPP位相随波长的变化关系. 由于干涉相消的作用, 在结构的透射峰附近, 出射光的位相会有剧烈的变化, 这在慢光效应中有着重要的应用[20].

      图3所示的结构中, 开口宽度C1与偏离dsp1主要决定了共振峰的主线形, 而C2dsp2影响耦合强度, 进而影响类EIT透射峰的品质因子. 所以为了探究结构参数对于类EIT线形的影响, 通过改变狭缝宽度C2的大小, 得到透射谱曲线中透射峰值大小以及FWHM的变化情况, 结果在图5中给出.

      图  5  类EIT窗口透射峰值和FWHM与狭缝开口宽度C2的关系. 结构的其他参数为L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, dsp2 = 80 nm, wd = 200 nm

      Figure 5.  The peak value of transmission and the FWHM of EIT window versus the width C2 of slit. In simulation, the geometrical parameters of structure are L1 = 650 nm, D1 = 200 nm, S1 = 200 nm, C1 = 100 nm, dsp1 = 120 nm, L2 = 625 nm, D2 = 200 nm, S2 = 250 nm, dsp2 = 80 nm and wd = 200 nm.

      图5可以看出, 当C2变大时, 峰值与半波全宽呈增加趋势, 从(2)式分析可以知道, 当开口变大时, 微腔中模式的泄漏率会增加, 导致两个微腔中模式间的耦合系数会变大, 这不仅使透射峰值变大, 同时还会拓宽EIT的透射窗口的宽度.

    • 本文通过在金属波导-微腔结构中, 引入开口狭缝来调制模式间的耦合, 在结构透射谱上实现了类EIT现象的输出. 通过时域耦合模理论解释了类EIT形成的机理. 由于模式的泄漏率与开口狭缝的宽度和位置偏移量有关, 通过改变狭缝的几何尺寸, 可以对结构透明窗口的峰值和半高全宽进行调制. 由于不再依赖于倏逝波进行耦合, 这突破了金属波导与微腔间的距离限制, 便于结构的加工, 该设计可以为加工SPP集成器件提供设计思路.

参考文献 (20)

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