XII Международная студенческая научная конференция Студенческий научный форум - 2020

В данной работе пойдет речь о фотонных диодах для квантовых вычислений, световых сигналов и их симметрии. Разбор эффекта Керра, который изменяет показатель преломления среды из-за электромагнитного поля, работает в субволновых масштабах, но только с высокоэнергетическим импульсным возбуждением, а также подробное описания Комбинационного рассеяния света (эффект Рамана).

Аннотация

Симметрия обращения времени является фундаментальным ограничением для подавляющего большинства оптических систем и устройств. Взаимная природа уравнений Максвелла в линейных, инвариантных по времени средах добавляет сложности и масштаб фотонным диодам, изоляторам, циркуляторам, а также устанавливает фундаментальные ограничения эффективности преобразования оптической энергии. Хотя существует много теоретических предложений и низкочастотных демонстраций не взаимности, вращение Фарадея остается единственным известным не взаимным механизмом, который сохраняется вплоть до атомного масштаба. Здесь мы представляем фотонно-спин-поляризованное стимулированное комбинационное рассеяние как новое невзаимное оптическое явление, которое в принципе не имеет нижнего предела размера. Используя этот процесс, мы численно демонстрируем наноразмерную невоспроизводимую передачу Пучков свободного пространства на ближних инфракрасных частотах с Кремниевой метаповерхностью толщиной 250 Нм, а также полностью субволновой плазмонной зазорной наноантенной. При выявлении полностью оптического спинового расщепления наши результаты обеспечивают основу для компактных невзаимных коммуникационных и вычислительных технологий, от наноразмерных оптических изоляторов и полнодуплексных наноантенн до топологически защищенных сетей.

Ключевые слова: T-симметрия, уравнение Максвелла, вращение Фарадея, комбинационное рассеяние света, метаматериал/метаповерхность, зона Бриллюэна, хиральность.

Введение: В 1931 году Ларс Онсагер установил, что транспортные свойства внутри материалов и соответствующие им градиентные силы должны быть взаимно связаны, как результат обратимости во времени микроскопических уравнений движения. Первоначально сформулированный для термодинамики, анализ Онсагера также находит важное следствие в оптике. Без нарушения симметрии обращения времени тензоры диэлектрической проницаемости и проницаемости любого материала должны быть симметричными. Нетрудно показать, что эта симметрия достаточна для обеспечения взаимного рассеяния света в инвариантных по времени линейных системах. Однако нарушение симметрии обращения времени имеет решающее значение для защиты хрупких оптических компонентов, таких как лазерные резонаторы, а также для снятия фундаментальных ограничений в фотоэлектричестве, накоплении света и зондировании. Симметрия обращения времени может быть нарушена постоянным магнитным полем, которое энергетически разделяет электронные уровни, обладающие противоположным угловым моментом. Гиромагнитные эффекты достаточно сильны на ТГц частотах и ниже но они чрезвычайно слабы для оптического частотного света. Следовательно, оптические изоляторы, т. е. односторонние фильтры, обычно имеют размеры в сантиметровом масштабе. Дальнейшая миниатюризация оспаривается их опорой на гранатные материалы с потерями, которые требуют сильных магнитных полей смещения и редко совместимы с традиционными процессами нанопроизводства.

Для достижения оптической изоляции в масштабе от миллиметра до микрона был достигнут значительный прогресс в создании распределений показателя преломления бегущих волн, управляемых акустическими волнами, оптически возбужденными механическими колебаниями, оптически возбужденными акустическими фононами, пространственно-временными переменными электронными стробами и параметрическим смешиванием волн. Аналогично вращению Фарадея, эти эффекты обеспечивают фиксированную величину линейного или орбитального углового момента для оптической системы; следовательно, поглощение или усиление фотона становится привязанным к определенному направлению падения, нарушая взаимность. Однако из-за необходимости четко определенного внешнего обмена импульсами эти механизмы не могут быть использованы для субволновой невзаимности. При генерации асимметричных матриц рассеяния из асимметричных электрических ближних полей было также показано, что нелинейный эффект Керра нарушает взаимность по субволновым траекториям. Но такие схемы работают только для мощных сигналов и требуют импульсного возбуждения из-за динамической взаимности.

Полностью оптическое стимулированное комбинационное рассеяние (СКР) в принципе может нарушить симметрию обращения времени на атомном уровне. В этом процессе оптический фонон образуется в центре зоны Бриллюэна, и линейный импульс не передается ни к фотонам, ни от них. Вместо этого, как указывает Краусс, появляется Антисимметричный тензор рамановской восприимчивости третьего порядка Фарадея при условии, что поле оптической накачки обладает π/2-дефазированными компонентами вдоль ортогональных кристаллографических осей. При использовании СКР в оптически смещенных кремниевых волноводах наблюдалось невзаимное усиление. Однако из-за сильной анизотропии и слабого усиления эти волноводные структуры все еще должны были иметь длину от многих десятков до сотен микрон, чтобы создать заметные различия в прямом и обратном пропускании света.

В этой статье мы покажем, как СКР может обеспечить наноразмерную оптическую изоляцию с помощью спин-селективных фотон-фононных взаимодействий. В частности, мы покажем, как Рамановское усиление с циркулярно поляризованным светом является, а не просто асимметричным, запрещенным для одного направления падения—следствие правила выбора спина с сохранением углового момента. Затем, используя локальную природу хиральных СКР, мы проектируем наноразмерные антенны, которые одновременно значительно усиливают и поддерживают циркуляцию ближнего инфракрасного хирального света, достигая кульминации в наноразмерной рамановской изоляции. Мы сравниваем этот процесс с двумя глубоко субволновыми структурами: невзаимодействующими Метаповерхностями Si и нагруженными алмазом плазмонными наноантеннами. Важно отметить, что от опосредующего кристалла не требуется никаких специальных симметрий, поскольку вращающийся фотон может быть отпечатан практически на любом Рамановском активном фононе; следовательно, множество традиционных и новых материалов доступны для построения фотонно-спин-поляризованных СКР-устройств на основе невзаимных устройств.

В отечественной истории науки в 1928 г. Г.С. Ландсберг и Л.И. Ман­дельштам (бывший СССР) и независимо от них Ч.В. Раман и К.С. Кришна открыли новое явление, которое состоит в том, что при пропускании монохроматического света с частотой n₀ через оптически неоднородную среду возникает рассеяние с измененным спектральным составом: в спектре рассеянного излучения помимо линии с частотой n₀ появляется ряд дополнительных линий-спутников, расположенных симметрично относительно центральной линии, частота которой совпадает с частотой n₀ падающего излучения (рис. 31.7). Это явление получило название комбинационного рассеяния света. Линии с частотами n > n₀ (соответственно, длины волн меньше n₀) называются фиолетовыми спутниками, а линии с частотами n < n₀ — красными. Опыт показывает, что интенсивность красных спутников значительно больше интенсивности фиолетовых.

Явление комбинационного рассеяния света можно объяснить на основе квантовых представлений о природе света и дискретном характере энергетических состояний молекулы. Процесс взаимодействия фотона с молекулой можно рассматривать как процесс их упругого или неупругого столкновения. В результате упругого соударения энергии фотона и молекулы остаются неизменными, что приводит к появлению в спектре комбинационного рассеяния центральной несмещенной линии с частотой n₀.

Рассмотрим теперь процессы неупругого столкновения, в результате которых энергия фотона и молекулы изменяется. Монохроматическое излучение, применяемое для наблюдения комбинационного рассеяния света, лежит в области прозрачности вещества, поэтому энергии фотона hn недостаточно для перевода молекулы в возбужденное электронное состояние. В связи с этим при неупругом столкновении фотона и молекулы возможно лишь изменение колебательной или вращательной энергии молекулы. Если молекула первоначально находилась на некотором колебательном уровне энергии    , то при неупругом столкновении с фотоном энергии hn, она может отдать ему избыток колебательной энергии, перейдя на более низкий колебательный уровень   . при этом образуется рассеянный фотон с энергией

 , где   . Такой процесс приводит к возникновению фиолетового спутника, частота которого nф=n₀+DW/h.

Возможен также процесс, при котором в результате неупругого столкновения фотон отдаст часть своей энергии молекуле. При этом молекула оказывается на более высоком колебательном уровне энергии, а энергия фотона уменьшается — возникает красный спутник с частотой nкр=n₀–DW/h.

Процессы столкновения фотона с молекулой характеризуются вероятностью, значительно превосходящей соответствующие вероятности неупругих столкновений, поэтому в спектре комбинационного рассеяния центральная часть линии наиболее интенсивна.Интенсивность фиолетовых спутников возрастает с повышением температуры, поскольку при нагреве вещества возрастает число молекул, находящихся в возбужденном колебательном состоянии. Однако даже при высоких температурах число таких молекул значительно меньше числа молекул, находящихся в основном состоянии. Поэтому столкновения фотонов с возбужденными молекулами происходят значительно реже по сравнению с невозбужденными. Этим объясняется малая интенсивность фиолетовых спутников по сравнению с красными. Отметим также, изменение температуры мало влияет на число невозбужденных молекул, поэтому интенсивность красных спутников практически не зависит от температуры. Сдвиг частоты между линиями-спутниками и основной линией комбинационного рассеяния совпадает с частотами колебательного спектра молекул, что позволяет без помощи специальной инфракрасной аппаратуры проводить исследование колебательных спектров молекул, выполняя измерения в видимой части спектра.

1.Правила невзаимного выбора спина для СКР

Как показано на рис. 1а, комбинационное рассеяние включает в себя изменение частоты входящего фотона накачки после неупругого столкновения с поляризуемым объектом, что приводит к генерации фонона. Если второй сигнал падает на частоте Стокса рядом с насосом, то процесс комбинационного рассеяния может быть стимулирован, когерентно усиливая поле Стокса так же, как стимулированное излучение из возбужденного электронного состояния. Используя это явление, были разработаны эффективные и перестраиваемые по длине волны твердотельные лазеры и усилители. Энергия фонона зависит от атомной структуры объекта и представляет собой единственный внутренний резонанс системы. В отсутствие каких-либо других механизмов потерь разница между энергией фотона накачки и энергией уходящего, или Стокса фотона, должна точно соответствовать энергии фонона. Эта параметрическая зависимость может быть описана как поправка третьего порядка к электрическому полю поляризации осциллирующему на частоте Стокса ws,

P (3)i=ε0χ (3)ijklpjp∗kEl (1)

где p - электрическое поле на частоте накачки wp; E-электрическое поле на частоте Стокса ws; χ(3)ijkl-тензор восприимчивости третьего порядка активного материала с индексами, представляющими компоненты вектора вдоль кристаллографических осей x, y и z; ε0-диэлектрическая проницаемость свободного пространства. Хотя эквивалентный член, который колеблется при wp, существует, мы устанавливаем этот член равным нулю на протяжении всей остальной части статьи, применяя аппроксимацию недеплетированного насоса, которая верна в пределе |p|≫|E|. Физически это приближение эквивалентно игнорированию незначительного поглощения волны накачки сигнальной волной. (1) мы видим, что в отличие от обычных механизмов усиления, комбинационное усиление чувствительно не только к интенсивности света накачки, но и к относительной фазе и амплитуде различных составляющих электрического поля накачки и Стокса. Это уравнение является основой для нашего исследования, поскольку оно представляет собой правила выбора поляризации для усиления комбинационного рассеяния.

Невоспроизводимое стимулированное комбинационное рассеяние. энергетическая диаграмма комбинационного распада фотона накачки на Стоксовый фотон и фонон. b невзаимное вращение поляризации из-за эффекта Фарадея в намагниченной среде. C, d фононы, которые производят спин-поляризованные невзаимодействующие SRS для CPL, распространяющиеся в z. символы Малликена и X-y Рамановские тензоры предусмотрены для C кремния и d синего фосфорена. e одностороннее усиление за счет стимулированного комбинационного рассеяния в кремнии, накачанном циркулярно поляризованным светом (рис 1а).

2.Усиление круговой поляризации в Силиконовых метаповерхностях.

К сожалению, xres обычно составляет порядка 10-19 (МВ-1) 2, и поэтому огромное расстояние, которое сигнал Стокса должен был бы пройти внутри объемного кристалла, накачанного разумной управляющей мощностью, чтобы создать измеримое усиление, затмевает локальную природу SRS. Однако, вдохновленные разработками в области диэлектрических метаповерхностей и плазмонных наноантенн, мы показываем, что структурные резонансы могут быть использованы для сокращения этого расстояния значительно ниже длины волны Стокса и в принципе даже ниже десятков нанометров. В частности, метаповерхности повышают эффективность СКР в прямом направлении, подавляют передачу в обратном направлении и поддерживают подавление комбинационного усиления в обратном направлении.

Для конкретной демонстрации мы выбираем кремний, который имеет довольно сильный рамановский переход, xres=11,2×10-18 (mV−1)2, Ω=15,6 ТГц и Γ≈53 ГГц, а также симметричный рамановский тензор с нулями на диагонали при работе в координатной системе его алмазной кубической решетки39. В ближнем инфракрасном диапазоне кремний также имеет высокий показатель преломления 3,45 и незначительный линейный коэффициент поглощения. Очень популярным подходом для усиления нелинейно-оптических явлений было создание кольцевых, тороидальных или шепчущих галерейных резонаторов из диэлектрических материалов с низкими потерями, с очень слабой связью с шинным волноводом, что приводило к высокому коэффициенту качества (высокой добротности) и существенному усилению электрического поля. Но эти структуры обязательно НАМНОГО больше рабочей длины волны и редко поддерживают режимы с циркулярно поляризованными электрическими полями. С другой стороны, резонансы ми в наноразмерных кремниевых дисках имитируют связь световых волн свободного пространства с молекулярными орбиталями. Периодический массив этих так называемых "мета-атомов" часто называют "мета-поверхностью". Помимо того, что эти резонаторы могут быть сконструированы в субволновом масштабе, многие группы показали, что эти резонаторы могут быть легко адаптированы для взаимодействия с любым желаемым состоянием поляризации.

Схема нашей метаповерхности кремния показана на рис. 2а. каждая элементарная ячейка массива состоит из двух дисков высотой 250 Нм. Дифракция запрещена для нормально падающей плоской волны с длиной волны, превышающей период решетки 1000 Нм, и поэтому в дальнем поле рассеяние просто проявляет дисперсионное пропускание и отражение. Расчетное пропускание циркулярно поляризованной плоской волны через эту метаповерхность представлено штриховой кривой на фиг. 2b; здесь все диски считаются имеющими диаметр 640 Нм. Два широких провала, происходящих на длинах волн 1300 и 1515 Нм, соответствуют обычным магнитным и электрическим дипольным модам соответственно. Резонансная природа этих Мод была использована для усиления нелинейного преобразования частот. Но для наблюдения СГД требуется гораздо большее усиление интенсивности. Сплошная кривая на рис. 2b показывает пропускание через метаповерхность с каждым соседним диском, имеющим несколько разные диаметры 630 и 650 Нм. В этом случае на более длинных длинах волн появляются две чрезвычайно резкие особенности. Эти особенности также имеют дипольный характер. На самом деле распределение электрического поля внутри каждого диска для режима 1300 Нм и режима 1559 Нм практически идентично (см. 2С, е). Аналогично, режимы 1515 и 1659 Нм имеют очень схожие картины поля внутри кремния(см. 2Д, е). Очень узкие ширины линий мод 1559 и 1659 Нм возникают из-за связи между различными дисками. Это видно на рис. 2Ф, что соседние диполи, колеблющиеся в противофазе. Из-за их субволнового разделения эта антисимметрия подавляет взаимодействие со свободным пространственным излучением, продлевая резонансное время жизни и приводя к большому, ~80× усилению падающего электрического поля, как показано на фиг. 2г. в то время как это может показаться из рис. 2b что антисимметричные дипольные моды перестают существовать при Δ = 0, это не так. Эти моды все еще являются собственными состояниями системы, но теперь полностью связаны и поэтому не проявляются в спектрах рассеяния волн свободного пространства. Следовательно, добротность λ0/FWHM в принципе может быть увеличена бесконечно путем асимптотического уменьшения разницы в размерах двух дисков до нуля. Однако на практике несовершенства изготовления и внутреннее поглощение обеспечивают верхнюю границу. В качестве доказательства принципа мы выбрали Q~6100. Это значение довольно умеренное, учитывая, что Q достигают 80 000 в аналогичных системах.

 

Моделирование линейного поведения метаповерхности кремния высокой добротности. схема метаповерхности кремния, d = 640 Нм. b циркулярно поляризованное пропускание через метаповерхность с Δ = 0 (пунктирная серая кривая) Δ = 10 нм (сплошная черная кривая). C-f распределения электрического поля, с цветными картами, дающими амплитудные и векторные направления, заданные стрелками, в плоскости x = y, показанные серым цветом в a, для четырех резонансных мод в b. Из векторных карт электрического поля видно, что c и d являются симметричными магнитными и электрическими диполями соответственно, в то время как e и f являются антисимметричными магнитными и электрическими диполями соответственно. Масштабные полосы составляют 250 Нм. g на карте резонансного электрического поля в плоскости z = 0 для моды f. шкала имеет длину 325 Нм. ч е-поле вращения, соответствующей карте в г. Шкалы составляет 325 Нм длины

3.Субволновой рамановский смещенный полностью оптический метаповерхностный диод

Р аботая в рамках аппроксимации недеплетированного насоса ||p|≫| E/, СКР можно смоделировать как двухэтапный процесс. Во-первых, линейное поведение насоса должно быть смоделировано на синей рамановской боковой полосе захваченного режима. Поскольку кремний имеет оптическую частоту фононов ~15,6 ТГц, боковая полоса высокой моды добротности с центром в 1658,83 Нм возникает при λp=1527,02 Нм. К счастью, из рис. 3а мы видим, что это помещает насос очень близко к режиму электрического диполя с низким Q, который обеспечит хорошее перекрытие насоса-Стокса с точки зрения внеплоскостной координаты. Принимая оси кристаллов кремния, которые должны быть выровнены с периодической решеткой метаповерхности, и используя эквалайзеры. (1)–(4), мы выражаем модификацию тензора относительной диэлектрической проницаемости внутри кремниевых дисков в зависимости от длины волны сигнала λs следующим образом:

где p(r) представляет распределение векторного поля накачки и δ=2nc (1λp−1λs). Хотя мы включили компонент z для полноты, он имеет очень небольшой вклад в общую модальную связь. Затем захваченная передача электрического дипольного режима может быть пересчитана для определения эффекта индуцированного усиления комбинационного рассеяния.

Моделирование нелинейного поведения невзаимодействующей Кремниевой метаповерхности. спектры пропускания и усиления поля близки к длине волны накачки, обозначенной голубой линией, и длине волны Стокса, обозначенной красной линией. b) эволюция резонанса передачи с увеличением мощности накачки от 0,1 до 17 МВт мкм-2. Волна накачки циркулярно поляризована правой рукой, в то время как все сигнальные волны циркулярно поляризованы левой рукой, с красными (синими) кривыми, представляющими co(счетчик)-распространяющиеся волны накачки и зонда. с) Метаповерхность светопропускания для прямого и обратного направлений распространения сигнала, как функция насоса облученности. Вставка показывает масштабирование поведения низкой мощности. D) и e) пространственные распределения локальных вкладов в нормированную эффективную комбинационную восприимчивость для d) совместно распространяющихся волн накачки и зонда и e встречно распространяющихся волн накачки и зонда. Линейки Весов имеют длину 325 Нм

3.Стимулированная Раманавская плазмонная наноантенна

На рисунке. 2 и 3 представлена новую платформу для нарушения взаимности по субволновым оптическим трактам. Теперь мы покажем, как эта концепция может быть распространена на структуры с субволновым боковым удержанием, а также с использованием плазмонных наноантенн. Подобно диэлектрическим резонаторам, металлические полости могут значительно усиливать падающее световое поле. Но, в отличие от диэлектрических систем, которые полагаются на продление жизни фотонных мод, так называемые поверхностные плазмонные поляритоны используют колебания свободных электронов для пространственного ограничения света в наноразмерных объемах. Это явление уже было применено к Рамановским датчикам, обеспечивающим чувствительность одной молекулы . В нашем случае плазмоны не только ослабляют спектральные требования для наблюдения нелинейного преобразования частоты, но и открывают возможность разрыва взаимности с устройством, имеющим субволновую длину во всех трех измерениях.

На рис. 4а показана одна из предложенных структур, состоящая из серебряных антенн-бабочек, симметрично расположенных вокруг алмазной наночастицы. Зазоры между противоположными полосками серебра действуют как наноразмерные конденсаторы. Таким образом,электрическое поле внутри каждого зазора при плазмонном резонансе изменяется с обратной пропорциональностью как размеру зазора, так и диэлектрической проницаемости заполняющей среды. Выбирая алмаз в качестве активной среды комбинационного рассеяния, которая имеет более низкий показатель преломления, чем кремний, и сохраняя область диэлектрика ниже 10 нм, можно получить достаточную оптическую интенсивность для наблюдения нелинейного поведения. Вращательная симметрия гарантирует, что круговая поляризация сохраняется в центре устройства. Однако, в отличие от Кремниевой метаповерхности, линейно поляризованные плазмонные поля не являются незначительными. Как показано на врезке рис. 4b, чтобы избежать спинового нечувствительного усиления комбинационного рассеяния, мы помещаем небольшую алмазную наночастицу диаметром 4 Нм в центр зазора. В то время как он способствует поляризационной селективности, малый размер алмазного включения действительно снижает эффективность СКР, следовательно, увеличивая необходимую облученность накачки. Тем не менее, можно видеть, что накачка с 700 МВт мкм−2 открывает одностороннее прозрачное окно с резонатором толщиной всего 40 нм и шириной 300 Нм, как показано на фиг. 4b.

Моделирование поведения невзаимодействующего плазмонного резонатора. схема вращательно-симметричной, алмазно нагруженной бабочкой наноантенны. б односторонняя прозрачность в плазмонном резонансе для циркулярно поляризованного насоса с интенсивностью 700 МВт мкм-2. Вставка показывает усиление поля в пределах алмазного нагруженного зазора. Окружающая среда имеет n = 1. Шкала имеет длину 4 Нм

Список литературы:

https://studopedia.ru/9_163283_kombinatsionnoe-rasseyanie-sveta.html СКР отечественная

https://www.nature.com/articles/s41467-019-11175-z#Sec1 Основная статья

https://ru.wikipedia.org/wiki/%D0%9C%D0%B5%D1%82%D0%B0%D0%BC%D0%B0%D1%82%D0%B5%D1%80%D0%B8%D0%B0%D0%BB Метаматериал

https://ru.wikipedia.org/wiki/T-%D1%81%D0%B8%D0%BC%D0%BC%D0%B5%D1%82%D1%80%D0%B8%D1%8F Т-симметрия

https://ru.wikipedia.org/wiki/%D0%97%D0%BE%D0%BD%D0%B0_%D0%91%D1%80%D0%B8%D0%BB%D0%BB%D1%8E%D1%8D%D0%BD%D0%B0 Зона Бриллюэна

https://ru.wikipedia.org/wiki/%D0%A5%D0%B8%D1%80%D0%B0%D0%BB%D1%8C%D0%BD%D0%BE%D1%81%D1%82%D1%8C Хиральность

Код для цитирования: Скопировать