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Nov 25, 2023

Gigahercios gratis

Volumen de comunicaciones de la naturaleza

Nature Communications volumen 13, Número de artículo: 3170 (2022) Citar este artículo

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Detalles de métricas

Los moduladores electro-ópticos son esenciales para la detección, la metrología y las telecomunicaciones. La mayoría de las aplicaciones de fibra de destino. En cambio, las arquitecturas basadas en metasuperficies que modulan la luz del espacio libre a velocidades de gigahercios (GHz) pueden impulsar la tecnología de óptica plana mediante electrónica de microondas para óptica activa, computación difractiva o control optoelectrónico. Las realizaciones actuales son voluminosas o tienen bajas eficiencias de modulación. Aquí, demostramos una plataforma híbrida de metasuperficie orgánica de silicio que aprovecha las resonancias de Mie para una modulación electroóptica eficiente a velocidades de GHz. Explotamos estados casi ligados en el continuo (BIC) que proporcionan un ancho de línea estrecho (Q = 550 en \({\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}=1594 \) nm), confinamiento ligero al material no lineal, sintonizabilidad por diseño y electrodos de voltaje y velocidad de GHz. La clave para la modulación lograda de \(\frac{{{\Delta }}T}{{T}_{\max }}=67 \%\) son moléculas con r33 = 100 pm/V y optimización del campo óptico para baja -pérdida. Demostramos la sintonización de CC de la frecuencia resonante de cuasi-BIC mediante \({{\Delta }}{\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}=\) 11 nm, superando su ancho de línea, y modulación hasta 5 GHz (fEO,−3dB = 3 GHz). Resonancias en modo guiado sintonizadas por \({{\Delta }}{\lambda }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}=\) 20 nm. Nuestra plataforma híbrida puede incorporar nanoestructuras de espacio libre de cualquier geometría o material, mediante la aplicación de la capa activa después de la fabricación.

Recientemente, las tecnologías fotónicas se han vuelto prometedoras para abordar el cuello de botella de la comunicación de alta velocidad1 y la computación de alto rendimiento2,3 en lugar de las tecnologías totalmente electrónicas tradicionales. Los dispositivos fotónicos de próxima generación necesitan manipular la luz a altas velocidades, y la mayoría de las demostraciones actuales se enfocan en aplicaciones de fibra o en chip. Alternativamente, las metasuperficies son ideales para aplicaciones que requieren un control compacto de haces de luz en el espacio libre4,5, pero la mayoría de ellos son estáticos. Entre los mecanismos disponibles que proporcionan un control activo6,7, las estructuras electroópticas híbridas8 que emplean efectos χ(2) para modular los campos ópticos mediante señales electrónicas son superiores a las técnicas alternativas cuando se trata de velocidad: los campos de control pueden llegar desde las microondas hasta los terahercios9 y se aplican a través de electrodos metálicos10,11 o estructuras de antena12. Varias plataformas de materiales están disponibles en la actualidad, incluidas moléculas orgánicas no lineales13, titanato de bario14 y niobato de litio15, que se benefician de los avances en ingeniería molecular16, crecimiento17, fabricación y estabilidad18. Por lo general, una baja pérdida óptica y una alta eficiencia de modulación son clave para una amplia gama de aplicaciones y son especialmente cruciales para las aplicaciones cuánticas19,20.

Los moduladores electro-ópticos ultrafinos de resonadores de sublongitud de onda son excelentes candidatos en aplicaciones que requieren un control personalizado sobre la luz del espacio libre de una manera compacta, como enlaces de comunicación óptica en el espacio libre21, rango de láser coherente, componentes ópticos activos22, alta moduladores de luz espacial de velocidad23,24 y control activo de emisores de espacio libre25. Los componentes ópticos planos, como las metasuperficies26,27, se basan en nanoestructuras de tamaño inferior a la longitud de onda que cambian las propiedades de un haz que incide desde el espacio libre sobre la metasuperficie, y son ideales para abordar las necesidades de multiplexación espacial más allá del píxel único. Desde la perspectiva del mecanismo de modulación empleado, se han propuesto varios para metasuperficies, incluida la inmersión de metasuperficies en cristales líquidos28, su cointegración con materiales épsilon-near-zero, materiales de cambio de fase29,30,31, heteroestructuras semiconductoras32 o una cambio en el índice de refracción por bombeo con pulsos de femtosegundos33. Sin embargo, entre todos estos mecanismos, la gran mayoría de moduladores de metasuperficie de luz visible o de telecomunicaciones intercambian una modulación eficiente por altas velocidades de modulación y viceversa. En consecuencia, solo unos pocos alcanzan velocidades de modulación en las microondas, que son cruciales para aplicaciones sensibles al tiempo. Las velocidades de conmutación demostradas normalmente alcanzan unos pocos kilohercios a unos pocos megahercios. Como candidato destacado, el efecto electroóptico34,35,36,37 es compatible con la modulación de alta velocidad, pero la metasuperficie activa actual presenta eficiencias de modulación bajas. Esto está relacionado con el tamaño de sublongitud de onda de los elementos típicos de la metasuperficie, lo que lleva a una región de interacción de solo unos pocos cientos de nanómetros de largo, acorde con el grosor de la óptica plana. Además, los resonadores del tamaño de una longitud de onda se han caracterizado durante mucho tiempo por factores de baja calidad como resultado de su pequeño orden modal azimutal.

En este trabajo, demostramos moduladores de metasuperficie eficientes que cuentan con velocidades de sintonización de gigahercios al reunir resonadores de sublongitud de onda caracterizados por anchos de línea estrechos, moléculas orgánicas de alto rendimiento y un diseño electrónico de alta frecuencia en geometría como se muestra en la Fig. 1a. En nuestro diseño, una sola capa de un material orgánico no lineal (que se muestra en verde) se deposita encima de los resonadores de sublongitud de onda. Se aplica un campo de microondas al material no lineal directamente a través de electrodos metálicos, lo que es ventajoso, por ejemplo, sobre las técnicas de bombeo óptico con pulsos de femtosegundos debido a la compatibilidad cruzada con la electrónica. Cambia el índice de refracción nmat del material no lineal a frecuencias ópticas a través del efecto electro-óptico lineal, también conocido como efecto Pockels, por \({{\Delta }}n(t)=-\frac{1}{2} {n}_{{{{{{{\rm{mat}}}}}}}}}^{3}rE(t)\), siendo r el coeficiente electro-óptico del material y \(E (t)=\frac{{V}_{{{{{{{{\rm{RF}}}}}}}}}(t)}{d}\) el campo de sintonización (voltaje VRF(t) aplicada a lo largo de la distancia d). En un modulador resonante que emplea el componente r33 del tensor electro-óptico, este cambio en el índice de refracción Δn(t) modifica su frecuencia resonante como se ilustra en la Fig. 1b por \({{\Delta }}{\omega }_{ {{{{{{{\rm{eo}}}}}}}}}(t)=-\frac{{{\Delta }}n(t)}{{n}_{{{{{{ {{\rm{mat}}}}}}}}}}{\omega }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}{{{\Gamma }}} _{c}={g}_{{{{{{{{\rm{eo}}}}}}}}}{V}_{{{{{{{{\rm{RF}}}} }}}}}(t)\), con \({g}_{{{{{{{{\rm{eo}}}}}}}}}=\frac{1}{2}{n }_{{{{{{{{\rm{mat}}}}}}}}}^{2}{r}_{33}\frac{1\,V}{d}{\omega }_ {{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}{{{\Gamma }}}_{c}\) la tasa de acoplamiento electro-óptico a 1 V de voltaje aplicado38 y Γc la superposición factor de los dos campos que interactúan con el medio no lineal. El cambio es proporcional al voltaje aplicado y su polaridad. Resonancias con un factor de alta calidad (y, por lo tanto, un ancho completo pequeño, la mitad del máximo \(\delta {\omega }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}=2\pi \times \delta {f}_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\)) son favorables ya que minimizan el llamado voltaje de conmutación Veo = Vswitch que se define como el voltaje que es necesario para alejar completamente la resonancia de su valor no polarizado, lo que ocurre cuando \(\delta {\omega }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}= {{\Delta }}{\omega }_{{{{{{{{\rm{eo}}}}}}}}}\). En condiciones de alto Q, un haz óptico experimenta una modulación completa de su intensidad o fase, incluso para un Vswitch bajo. El cambio de frecuencia se puede derivar de la modulación de fase Δϕeo = Δωeotint introducida por el efecto Pockels, donde \({t}_{{{{{{{{\rm{int}}}}}}}}}=\frac {2\pi }{{\gamma }_{{{{{{{\rm{rad}}}}}}}}}}=\frac{2\pi }{\delta {\omega }_{ {{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}}\) es el tiempo de interacción del haz óptico con el campo de control dentro del material no lineal y γrad es la tasa de pérdida radiativa del campo óptico fuera de la región de interacción, en el campo lejano. Avances recientes en la ingeniería de resonadores plasmónicos de alto Q39 o resonadores Mie40 a partir de nanoantenas de silicio41 o estados ligados y cuasi-ligados en el continuo (cuasi-BIC)42 han mostrado candidatos convincentes en el espacio libre que ahora alcanzan rutinariamente factores de calidad en el orden de unos pocos cientos a unos pocos miles. Se aplicaron en todo el espectro, desde el visible hasta el terahercio33, tanto en geometrías de metasuperficie como de guía de ondas43. Aquí, aprovechamos las propiedades únicas de tales cuasi-BIC para moduladores electro-ópticos híbridos orgánicos de silicio que cuentan con una huella pequeña y dimensiones bajas (como se ilustra en la Fig. 1a) y que conservan un factor Q de hasta 550 incluso cuando se integran homogéneamente. con moléculas electro-ópticas de alto rendimiento y electrodos conductores interdigitados. Una transducción electro-óptica altamente eficiente es posible gracias a las moléculas orgánicas χ(2) JRD1 de última generación en polimetilmetacrilato (PMMA)44 que tienen una baja absorción en el infrarrojo cercano y están ubicadas espacialmente dentro del campo alto. áreas del campo cercano óptico. Mediante una juiciosa ingeniería tridimensional, incorporamos guías de ondas coplanares metálicas (CPW) que proporcionan campos impulsores de velocidad de GHz, sin comprometer significativamente las pérdidas y, por lo tanto, reducir el rendimiento. En resumen, la física detrás de los cuasi-BIC se basa en modos confinados que pueden existir dentro de un continuo. Se demostró que aparecían en estructuras del tipo que se muestra en la Fig. 1a y su estrecho ancho de línea se origina en el bajo acoplamiento de los campos dipolares eléctricos en el campo cercano de los resonadores con modos de propagación. Nuestra geometría (discutida en detalle en la referencia 42) explora la ruptura de simetría como un medio para influir en el ancho de línea de los modos ópticos. Finalmente, comparamos el rendimiento de los modos cuasi-BIC para la transducción en el espacio libre con las resonancias de modo guiado (GMR) que pueden surgir en nanoestructuras similares. Los GMR aparecen debido a la dispersión de la luz incidente por los pilares de silicio que forman una rejilla en órdenes cuyo ángulo de dispersión coincide con la dirección del vector de propagación de los modos guiados. En este caso, los modos de propagación en la losa formada por JRD1:PMMA son excitados eficientemente por la rejilla.

Los moduladores electro-ópticos de espacio libre cambian las propiedades de un haz que incide desde el espacio libre. Los resonadores Mie de longitud de onda inferior imparten una modulación de intensidad a la luz incidente que se propaga a través de la película delgada a través del efecto electroóptico que se produce en un revestimiento electroóptico orgánico que cubre los nanorresonadores; la longitud de interacción suele ser de unos pocos cientos de nanómetros, más corta que una sola longitud de onda, proporcional al grosor del revestimiento electroóptico orgánico. b Los moduladores electroópticos resonantes funcionan según el principio de que su frecuencia resonante \({\omega }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\) está sintonizada por Δωeo(t ) linealmente por una polarización aplicada, debido al cambio de fase inducido por el efecto electro-óptico. Se aplica una polarización de radiofrecuencia VRF(t) = Veo × sin(2πfRFt) a través de dos electrodos interdigitados (la señal se muestra en amarillo y GND en naranja) desplazando la frecuencia de resonancia alrededor de su valor de polarización cero. Resonancias de banda estrecha que satisfacen \({{\Delta }}{\omega }_{{{{{{{{\rm{eo}}}}}}}}} \, > \, \delta {\omega }_ {{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\) son los preferidos para la modulación de intensidad completa a voltajes de conmutación bajos. Las flechas negras discontinuas indican el campo de sintonización aplicado que introduce el efecto electro-óptico. Las flechas rojas indican el campo óptico de propagación. EO electroóptico, tierra GND.

Una matriz de resonadores elípticos de silicio está modelada sobre un sustrato de cuarzo y los electrodos interdigitados de oro se depositan alrededor de los resonadores y luego se cubren con una capa orgánica activa de alta calidad. La matriz incrustada tiene un grosor inferior a la longitud de onda y funciona en una geometría de transmisión en la que normalmente incide un campo óptico desde el espacio libre. Los dispositivos fabricados se muestran en la Fig. 2 y el protocolo de fabricación se analiza en los métodos y se esboza en la Fig. S1 complementaria. Las micrografías electrónicas de barrido (SEM) de la Fig. 2a, c, d muestran la matriz de resonadores de silicio antes y después de la deposición de los electrodos metálicos. La capa de moléculas electroópticas orgánicas consiste en JRD1:PMMA del 50% en peso, tiene un índice de refracción más bajo que el silicio (\(\tilde{n}=n+ik\), con n = 1,67 y k = 5 × 10 −5 en \({\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}=1550\,{{{{{\rm{nm}}}}}} \)), y no se muestra aquí. Las propiedades dependientes de la longitud de onda, el voltaje y la concentración de la capa activa se informan ampliamente en la ref. 24 y su información complementaria asociada. Al elegir los parámetros geométricos exactos de una celda unitaria de la matriz ilustrada en las inserciones de la Fig. 2a (TV = vista superior) y la Fig. 2b (SV = vista lateral), las nanoestructuras de silicio pueden diseñarse para exhibir cuasi-BIC y GMR en las bandas de telecomunicaciones C y L, como se muestra en la Fig. 2b. Si bien su ancho de línea es claramente muy distinto, ambos tipos de modos ópticos se localizan principalmente en la capa de moléculas orgánicas y fuera del material de silicio de alto índice, como lo demuestran sus perfiles de campo simulados en la Fig. 2e, f, donde las flechas indican el orientación del campo eléctrico en el plano A de los resonadores. Las simulaciones se realizan con CST Microwave Studio utilizando el solucionador de dominio de frecuencia y condiciones de contorno periódicas. Además, elegimos modelar los resonadores de silicio de altura hSi = 200 nm sobre un pedestal elíptico de dióxido de silicio de altura \({h}_{Si{O}_{2}}=\) 200 o 300 nm, como se ve tanto en las figuras SEM como en la sección transversal de una celda unitaria que se muestra en la Fig. 2b. Este paso es fundamental para minimizar el solapamiento y por tanto las pérdidas del campo óptico con los electrodos metálicos. Las secciones transversales simuladas del campo óptico se muestran en la figura complementaria S3 para demostrar su localización en el campo cercano de los resonadores de silicio.

a Un solo modulador electro-óptico está hecho de una matriz rectangular de nanorresonadores de silicio estampados en un sustrato de cuarzo en la parte superior de un pedestal de dióxido de silicio, que se muestra aquí antes de la deposición de los electrodos metálicos y la capa orgánica electro-óptica (verde) que se aplica después de la fabricación mediante revestimiento giratorio y cubre los nanorresonadores. El recuadro muestra la vista superior (TV) de una sola celda unitaria. Barra de escala = 500 nm. Esta geometría puede soportar dos tipos distintos de resonancias, estados cuasi-ligados en el continuo (cuasi-BIC) y resonancias de modo guiado (GMR), que se muestran en b, con geometrías correspondientes como en c, d. El recuadro muestra la vista lateral (SV) de una celda unitaria. Los dos tipos de resonancias son excitados por un haz incidente que está polarizado en x y tiene distintas distribuciones de los campos cercanos de los resonadores, que se muestran en e, f (sección transversal A de SV). Mientras que el modo cuasi-BIC circula en el campo cercano y tiene un componente dominante a lo largo del eje z (por lo tanto, perpendicular a la polarización de excitación), la resonancia del modo guiado está predominantemente polarizada en x (como la excitación). Dada esta orientación vectorial de los campos ópticos en el campo cercano de los resonadores, se depositan electrodos metálicos entre cada fila de elipses y se orientan a lo largo del eje x para los cuasi-BIC y a lo largo del eje z para el GMR, como se muestra en b, c (barras de escala imagen superior = 5 μm e imágenes inferiores = 1 μm). Los electrodos interdigitados sirven para la activación de la capa JRD1:PMMA por polarización de campo eléctrico y para la aplicación de campos de sintonización DC y RF. Las flechas negras indican la dirección de polarización.

Notamos una característica particular de los dos modos considerados aquí. Si bien ambas resonancias se excitan con luz polarizada en x, el campo cercano óptico de los resonadores está polarizado principalmente en z para el modo cuasi-BIC y polarizado en x para el modo GMR. Este hecho explica nuestra elección de la orientación de los electrodos que es diferente para las dos resonancias: para la estructura cuasi-BIC, los electrodos son paralelos al eje x, mientras que para la estructura GMR, son paralelos al eje z. Esta orientación maximiza la alineación del campo cercano óptico paralelo al campo RF aplicado, orientado perpendicularmente a los electrodos, y nos permite explotar el coeficiente r33 del tensor electroóptico de la capa JRD1:PMMA. Observamos que en el caso de la capa orgánica utilizada aquí, la orientación del tensor electro-óptico con respecto al sistema de coordenadas geométricas de la muestra se establece después de la fabricación, mediante polarización del campo eléctrico, procedimiento durante el cual las moléculas se orientan a lo largo un campo eléctrico DC13,24,45 que se aplica a través de los electrodos de oro. Por definición, en la capa orgánica utilizada aquí, r33 corresponde a la dirección del campo polarizado. Proporcionamos en la Fig. S3 complementaria simulaciones electrostáticas de los campos polares para las dos geometrías. La orientación de los campos polares y su fuerza relativa es indicativa de la orientación y el nivel de alineación de las moléculas electro-ópticas orgánicas. Dado que en nuestro caso, toda la matriz está polarizada a la vez por electrodos interdigitados, el coeficiente electro-óptico r33 alterna en signo de un período de electrodo al siguiente, como se ilustra en las áreas verde y roja en la Fig. 2c, d produciendo un total en -plano periódicamente polarizado JRD1:PMMA película con un típico r33 = 100 pm/V como se demostró previamente y se caracterizó en detalle en la ref. 24. Como resultado, esta estructura particular nos permite maximizar el factor de superposición Γc para ambos modos.

A continuación, presentamos primero las propiedades de sintonización experimentales de los moduladores de espacio libre híbridos de silicio orgánico cuando se aplica un voltaje de CC Veo a los electrodos interdigitados de manera uniforme en toda la matriz (fRF = 0). En la Fig. 3a-f informamos los resultados experimentales para la operación en un modo cuasi-BIC diseñado en la banda de telecomunicaciones C o L con dimensiones geométricas como se define en el recuadro de la Fig. 2a. Estas dimensiones dependen de un parámetro de escala geométrica α como sigue: W = 1,32 × α μm, L = 1,4 μm, Da = 2 × 0,33 × α μm, Db = 2 × 0,11 × α μm, d = 0,66 × α μm, y proporcionada en Métodos. Una característica particular del modo cuasi-BIC es que su factor Q depende en gran medida del ángulo de asimetría θ: en ausencia de pérdidas materiales, el factor de calidad aumenta hacia el infinito en el límite de θ = 0. Informamos en la figura complementaria. S4 la dependencia simulada de la transmisión en θ para las estructuras fabricadas. Teniendo en cuenta que en presencia de pérdidas, con factores Q altos, la profundidad de resonancia también disminuye (lo que eventualmente lleva a una modulación de menor intensidad), elegimos θ = 15° y 25°. Confirmamos experimentalmente el aumento esperado del factor de calidad al reducir el ángulo de θ = 25° (Q = 212 y Q = 320 para α = 0.7 y α = 0.725, respectivamente) a θ = 15° (Q = 357 y Q = 557 para α = 0,7 y α = 0,725, respectivamente), véase la Fig. 3g. Las mediciones se realizaron en estructuras similares a la Fig. 2c antes de la polarización del campo eléctrico de los dispositivos. Además, nuestras simulaciones reproducen bien el corrimiento al rojo medido de la resonancia con θ decreciente. En la Fig. 3c informamos las características de sintonización de CC del modulador basadas en modos cuasi-BIC en función del voltaje aplicado Veo de la estructura con α = 0.7 y θ = 25 °, después de la no linealidad de las moléculas electro-ópticas. se establece por la polarización del campo eléctrico. Primero, observamos en Veo = 0 V un desplazamiento de la longitud de onda resonante de 12 nm en la muestra polarizada (\({\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}} }=1540\) nm) en comparación con la muestra no polarizada (\({\lambda }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}=1528\) nm). El factor Q experimental de la muestra polarizada es Q = 276. Segundo, encontramos que bajo un cambio de voltaje aplicado de Veo = 100 V a Veo = −100 V, la resonancia cambia linealmente con el voltaje aplicado, como se esperaba (de acuerdo con \( \frac{{{\Delta }}{\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}}{{\lambda }_{{{{{{{{ \rm{res}}}}}}}}}}=-\frac{1}{2}{n}_{{{{{{{{\rm{mat}}}}}}}}}^ {2}{r}_{33}E{{{\Gamma }}}_{c}\), con \(E=\frac{{V}_{{{{{{{{\rm{eo }}}}}}}}}}{L}\)) hasta un máximo de \({{\Delta }}{\lambda }_{\max }=11\) nm, que es suficiente para satisfacer \( {{\Delta }}{\omega }_{{{{{{{{\rm{eo,100V}}}}}}}}}-{{\Delta }}{\omega }_{{{{ {{{{\rm{eo,-100V}}}}}}}}} \sim 2\times \delta {\omega }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}} }}}\ge \delta {\omega }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\) (ver recuadro). Presentamos el voltaje de conmutación Vswitch como una figura de mérito que cuantifica el voltaje que es necesario para cambiar la transmisión entre su valor máximo y mínimo (que corresponde conceptualmente al ampliamente utilizado Vπ). Encontramos que un interruptor V = 100 V es suficiente para sintonizar la intensidad absoluta transmitida a través de la muestra en una longitud de onda de operación elegida λOP entre su mínimo en \({T}_{\min }=30 \%\) y su máximo en \ ({T}_{\max }=90 \%\) de su valor máximo (que también se muestra en la Fig. 3h). Esto corresponde a una profundidad de modulación máxima \({\eta }_{\max }=\frac{{{\Delta }}T}{{T}_{\max }}=67 \%\), donde \( {{\Delta }}T={T}_{\max }-{T}_{\min }\) es el cambio de modulación total. Esto corresponde a una tasa de extinción (ER) de 4,7 dB. En un segundo ejemplo que se muestra en la Fig. 3f, elegimos operar en la resonancia más estrecha presente cuando θ = 15° y α = 0,725. En este caso, reportamos una afinación máxima de la resonancia por \({{\Delta }}{\lambda }_{\max }=10\) nm, que corresponde a un \({{\Delta }}{\ omega }_{eo,100V}-{{\Delta }}{\omega }_{eo,-100V} \sim 3.46\times \delta {\omega }_{{{{{{{{\rm{res }}}}}}}}}\ge \delta {\omega }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\). También en este caso, en Veo = 0 V observamos un desplazamiento de la longitud de onda resonante de 11,6 nm de la muestra polarizada (\({\lambda }_{{{{{{{\rm{res}}}}} }}}}=1594\) nm) en comparación con la muestra no polarizada (\({\lambda }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}=1582.4\) nm) . El factor Q de la muestra polarizada es Q = 550. Es importante destacar que, en este caso, debido al factor Q más alto, un cambio de voltaje de solo Veo = 60 V o Veo = −60 V es suficiente para sintonizar completamente toda la resonancia (ver recuadro). En consecuencia, encontramos que un voltaje Vswitch = 60 V es suficiente para cambiar la intensidad absoluta transmitida a través de la muestra entre su mínimo al 60% y su máximo al 100% de su valor máximo. En este caso, \({\eta }_{\max }=40 \%\), ver Fig. 3h.

a, byd, e Los resultados de transmisión experimental se comparan con curvas de transmisión simuladas para varias geometrías de moduladores electro-ópticos basados ​​en estructuras cuasi-BIC. Encontramos, como era de esperar, por experimentación y simulación, que el factor de escala geométrica α desplaza las resonancias dentro de la banda de telecomunicaciones. Además, el ángulo de asimetría θ influye en el ancho de línea de las resonancias. c, f son mapas de sintonización de CC de los moduladores electroópticos para (α, θ) = (0,7, 25°) y (α, θ) = (0,725, 15°), respectivamente. Los recuadros muestran tres curvas distintas a 0 V y Vswitch = ± 100 V y ± 60 V, respectivamente. g Se comparan los factores de calidad extraídos experimentalmente para dos alturas distintas del pedestal de dióxido de silicio y encontramos que un aumento en la altura de 200 a 300 nm conduce a un aumento en el factor de calidad. Los círculos discontinuos representan estructuras cuasi-BIC con θ = 15° y los círculos de contorno completo representan θ = 25°. Los círculos para hSiO2 = 300 nm indican las medidas como se indica a la derecha de los círculos. Los círculos para hSiO2 = 200 nm representan mediciones de estructuras equivalentes con hSiO2 = 200 nm. h Se informan curvas de transmisión detalladas dependientes del voltaje para dos longitudes de onda operativas ejemplares para el caso de las dos geometrías de dispositivos discutidas en a, d. Se logra una conmutación completa de la transmisión para ambas geometrías. i, j Por el contrario, los GMR en la misma estructura tienen anchos de línea mucho más amplios, demostrado por experimentación y simulación. k Su longitud de onda de resonancia se puede sintonizar en \({{\Delta }}{\lambda }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}=20\)nm. Los factores Q y el ángulo de asimetría θ se indican para todos los mapas de color. tasa de extinción ER.

Para contrastar estos dos ejemplos, ahora analizamos en la Fig. 3i–k el comportamiento de sintonización de CC cuando operamos los resonadores elípticos en los modos GMR presentados en la Fig. 2d, f con dimensiones geométricas (W = 1.4 μm, L = 1.32 × α μm, Da = 2 × 0,33 × α μm, Db = 2 × 0,11 × α μm, d = 0,66 × α μm) como se indica en los Métodos. Encontramos, tanto en experimentos como en simulaciones, una resonancia mucho más amplia con un Q = 37 experimental, donde un cambio de voltaje de Veo = 100 V a Veo = −100 V sintoniza la longitud de onda resonante en un rango máximo de \({{\Delta }} {\lambda }_{\max }=20\) nm. Este valor es aproximadamente dos veces mayor que el que encontramos para los modos cuasi-BIC, y se puede atribuir a una interacción más eficiente habilitada por el coeficiente electro-óptico r33 debido a una mayor alineación del campo cercano de los nanoresonadores con el campo de sintonización (ver perfiles de modo uno al lado del otro y simulaciones de campo de polarización / sintonización en la Fig. S3 complementaria). Sin embargo, el amplio ancho de línea de la resonancia requeriría un Vswitch de más de 100 V, lo que demuestra que GMR se puede utilizar en escenarios en los que se prefiere una gran sintonía de amplias resonancias a una modulación de gran intensidad, como puede ser el caso de la modulación de emisión de banda ancha. . En particular, la afinación lograda es aproximadamente dos veces más grande que los informes anteriores que investigaron GMR dentro de una sola capa orgánica de JRD1:PMMA24, lo que subraya la relevancia de los resonadores de sublongitud de onda para moduladores de espacio libre de alto rendimiento.

Finalmente, analizamos las propiedades de velocidad en GHz de los moduladores Mie basados ​​en cuasi-BIC (α = 0.675 y hSiO2 = 200 nm) en la Fig. 4. En la Fig. 4a se proporciona una fotografía de varios dispositivos fabricados y se muestran dos conjuntos de dispositivos: moduladores Mie equipados con electrodos de sintonización interdigitados que están conectados a CPW de velocidad GHz y dispositivos de prueba que consisten solo en CPW (sin metasuperficie ni electrodos interdigitados). Primero caracterizamos eléctricamente estas dos estructuras utilizando un analizador de red vectorial (VNA) que emite la matriz de dispersión, incluida la cantidad de potencia de RF transmitida, caracterizada por S21, dB, utilizando la configuración que se muestra en la Fig. 4c. Encontramos un corte de −6 dB de los moduladores Mie en f−6dB = 4,2 GHz, después del cual se observa un cambio de −20 dB/década, que concuerda bien con la constante de tiempo RC de la matriz de electrodos interdigitados de los moduladores de Mie (ver Métodos). Después del traspaso, el voltaje a través de los moduladores cae hacia cero. Esto contrasta con la prueba CPW que no presenta tal deterioro. Las pérdidas del cable RF se deducen de la respuesta S21,dB. Luego, caracterizamos las propiedades de sintonización electro-óptica de velocidad de GHz de los moduladores Mie en torno a su resonancia con características de transmisión óptica como se muestra en la Fig. 4d. Aplicamos un campo drive \({V}_{{{{{{{{\rm{RF}}}}}}}}}={V}_{{{{{{{{\rm{eo} }}}}}}}}\times \sin (2\pi {f}_{{{{{{{\rm{RF}}}}}}}}}t)\). Utilizamos un esquema de doble modulación en combinación con un oscilador local y detección de bloqueo para caracterizar la muestra hasta 5 GHz, por encima del ancho de banda de bloqueo. Los detalles de la configuración experimental se proporcionan en los Métodos y las fotografías del entorno de laboratorio en la Fig. S2 complementaria. En la Fig. 4e, primero reportamos la modulación electro-óptica pico ηpeak,dB como una función de la frecuencia fRF (observamos que aquí la amplitud de modulación pico ha sido normalizada a su valor a 100 MHz ηpeak(fRF = 100 MHz) y calculada usando \({\eta }_{pico,dB}=10\;{\log }_{10}\frac{{\eta }_{{{{{{{\rm{pico}}}}} }}}}({f}_{{{{{{{{\rm{RF}}}}}}}}})}{{\eta }_{{{{{{{{\rm{pico }}}}}}}}}(f_{{{{{{{\rm{RF}}}}}}}}=100\,MHz)}\)). Encontramos que el ancho de banda electro-óptico de muestra es fEO,−3dB = 3 GHz, y que a fRF = 5 GHz, la amplitud de modulación es aproximadamente 7,75 dB menor que el máximo. La discrepancia entre el ancho de banda electrónico y el ancho de banda electroóptico se puede atribuir a la atenuación en el cable desde el fotodiodo hasta el amplificador lock-in, que pasa por varias etapas de mezcladores, lo que no se tuvo en cuenta en este experimento. Las oscilaciones en la respuesta electro-óptica pueden originarse a partir de resonancias electrónicas dentro de estos cables. Solo tomamos en cuenta la atenuación de la fuente de RF al chip. En el recuadro de la Fig. 4e, mostramos la modulación EO resuelta en longitud de onda para tres frecuencias de modulación distintas (marcadas con puntos de colores, fRF = 1,4, 2,5 y 4,3 GHz con una potencia de RF de 27 dBm en la fuente). Para cada longitud de onda, normalizamos la modulación electroóptica absoluta a la transmisión a través de la muestra imparcial. Encontramos, como era de esperar, que la fuerza de modulación alcanza su punto máximo en un lado de la resonancia asimétrica, más específicamente en la longitud de onda λ con la pendiente más alta en la transmisión y que cambia de signo en la longitud de onda de resonancia \({\lambda }_{{ {{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\). Además, observamos que se puede medir una modulación más allá del límite de 3 dB, por ejemplo, en fRF = 4,3 GHz. En la Fig. 4f investigamos la dependencia de la amplitud de la modulación de la potencia de accionamiento a frecuencias de 1,5 y 5 GHz y observamos un comportamiento aproximadamente lineal como se esperaba.

una imagen de un chip fabricado muestra moduladores Mie integrados con guías de ondas coplanares (CPW) de GHz. También son visibles las pruebas CPW. b Los parámetros de dispersión electrónica S21 de los moduladores Mie se comparan con la prueba CPW. Los S21 se miden utilizando un analizador de red vectorial (VNA) conectado a la muestra mediante cables de alta frecuencia y sondas GSG (tierra-fuente-tierra) de microondas de alta velocidad (una tierra flotante) y exhibe un corte de f-6dB = 4,2 GHz debido al ancho de banda RC intrínseco. Las pérdidas del cable RF se deducen de la respuesta S21. Más allá de 4,2 GHz, solo los moduladores Mie presentan una caída de –20 dB/década (una caída mucho menor para el CPW de prueba). c Configuración experimental optoelectrónica. Las características electrónicas se miden en una configuración de transmisión usando el VNA, y la modulación electro-óptica (EO) resuelta en longitud de onda se mide usando un amplificador lock-in. Se utiliza un esquema de doble modulación combinado con un oscilador local (LO), donde la emisión del láser se modula en la fuente y los moduladores de Mie (detalles en los métodos) son accionados electrónicamente por la fuente de RF. d Resonancia de la muestra (hSiO2 = 200 nm, θ = 25°). e Amplitud de modulación electro-óptica de pico para frecuencias fRF hasta 5 GHz. Encontramos un ancho de banda electro-óptico de 3 dB de fO,−3dB = 3 GHz. Recuadros: fuerza de modulación resuelta en longitud de onda para varios valores de fRF, los valores máximos se han utilizado para trazar los datos en e. f Amplitud máxima de modulación electroóptica para diferentes voltajes de modulación (indicada como potencia en dBm), a 1,5 y 5 GHz, esta última muy por encima del ancho de banda electroóptico.

Nuestro trabajo es el primer paso hacia una clase de moduladores electroópticos de espacio libre que proporcionan una modulación de intensidad compacta y eficiente de haces de espacio libre en frecuencias de telecomunicaciones. Aprovechan la flexibilidad de diseño única de los resonadores de sublongitud de onda de alto Q cubiertos por una capa electroóptica activa para lograr un ajuste eficiente de la velocidad de GHz mediante la incorporación de electrodos compatibles con microondas. En el futuro, el procedimiento de fabricación que proponemos puede permitir la exploración de resonadores de longitud de onda inferior no solo de otras geometrías (p. ej., para lograr modulación de fase solamente46 o modulación de polarización), sino también de otros materiales comúnmente utilizados para metasuperficies como óxidos (p. ej., dióxido de titanio o dióxido de hafnio), metales o semiconductores (por ejemplo, germanio). La capa orgánica activa se aplica después de la fabricación. También a voltajes DC, el uso de modos cuasi-BIC nos permite lograr una sintonía superior al 31% de la banda C-telecom, correspondiente a 11 nm, mientras que los GMR logran una sintonía de hasta 20 nm. El trabajo previo que se concentró en evaluar varias propiedades de la capa orgánica para la fotónica activa en el espacio libre24 se limitó a usar la matriz de electrodos también con el fin de introducir la resonancia óptica, a diferencia de nuestro caso, donde las propiedades ópticas pueden diseñarse mediante la geometría de los resonadores de silicio independientemente de la matriz de electrodos que sirven únicamente al propósito de aplicar los campos de microondas de sintonización. Este avance lleva a sintonizar los GMR en un rango de longitud de onda dos veces mayor cuando se usan resonadores de longitud de onda inferior, debido a la superposición mejorada del modo óptico con la capa orgánica activa. Además, el diseño de electrodos interdigitados presenta una baja capacitancia y, por lo tanto, permite el funcionamiento a velocidades de microondas, con la frecuencia de corte de corriente vinculada únicamente al área total del dispositivo. Esta velocidad de conmutación demostrada podría promover una mayor investigación de la integración directa con la electrónica de alta frecuencia, por ejemplo, para el control de la luz a pedido de alta velocidad y dependiente del tiempo, por ejemplo, para la generación de haz de vórtice47,48 o para la detección y microscopía resuelta en el tiempo49 . En este sentido, mientras que nuestra demostración demuestra claramente que se pueden aplicar a la estructura voltajes de conducción de hasta 100 V, en el futuro, puede ser deseable operar moduladores de espacio libre ultrafinos a voltajes CMOS con mayor ER. En la Información complementaria S5, describimos las posibles rutas que se pueden tomar para lograr este objetivo, en particular, que tanto los ER más altos como una reducción del voltaje de conmutación a 12 V pueden llegar a alcanzarse reemplazando el material del electrodo con óxidos conductores transparentes, como se analiza en la Sección S3.D. Además, en la Información complementaria de este trabajo, proporcionamos la primera prueba del principio del modulador de luz espacial realizado a partir de cuasi-BIC como un medio para lograr la multiplexación espacial. Como resultado de estos avances acumulativos, nuestro diseño ya exhibe cifras clave de mérito superiores a otras plataformas de metasuperficies electro-ópticas informadas, como se describe en la Información complementaria S5. Si se desean velocidades de modulación aún mayores en el futuro, la constante de tiempo RC intrínseca del dispositivo podría reducirse en un factor de 10 y potencialmente permitiría el funcionamiento hasta 30 GHz al reducir la huella en el plano de los dispositivos de un actual aproximado área de 330 × 330 μm2 a potencialmente 100 × 100 μm2. Finalmente, la sintonización de ancho de banda relativo lograda de 0.7% en combinación con el factor Q alto puede permitirnos investigar fenómenos ópticos no lineales emergentes adicionales. Sus características de alta velocidad pueden volverse útiles en el área de metasuperficies que varían en el tiempo50 y espacio-temporales5,51 con materiales electro-ópticos51, y proporcionan un camino alternativo a los aisladores sin imanes más allá de la actuación optomecánica52 o piezoeléctrica53. Alternativamente, la arquitectura del dispositivo puede beneficiar, por ejemplo, la generación de segundo armónico que también requiere campos altamente confinados en combinación con materiales no lineales de alto rendimiento54,55, lo que hasta ahora no se ha demostrado en sistemas híbridos orgánicos de silicio de este tipo.

Las estructuras discutidas en este estudio utilizan en parte la técnica de nanofabricación estándar utilizada para la plataforma de silicio sobre aislante. Estos se complementan con un paso final en el que la capa orgánica activa se aplica a la estructura y posteriormente se activa mediante polarización de campo eléctrico. El diagrama de flujo de fabricación se muestra en la figura complementaria S1. En resumen, una multicapa de silicio amorfo (de 200 nm de espesor) sobre dióxido de silicio (de 200/300 nm de espesor) se deposita por deposición química de vapor sobre un sustrato de cuarzo. Luego, las nanoestructuras elípticas se modelan mediante litografía de haz de electrones (e-beam, Elionix 125, corriente de 1 μA) sobre resistencia ZEP 520A (recubrimiento por rotación a 3000 rpm) y actúan como una máscara de grabado en un posterior grabado de iones reactivos basado en fluoruro de dos pasos. (SF6, C4F8), durante el cual primero se graba el silicio y luego se graba el dióxido de silicio usando la misma máscara de resistencia. Después del grabado, los electrodos de oro (titanio de 15 nm, oro de 35 nm) se depositan mediante la evaporación por haz de electrones y el posterior despegue de la resistencia ZEP 520A en un removedor PG durante la noche a 80 °C. Finalmente, una mezcla de 50 % en peso de JRD1:PMMA (donde PMMA = polimetilmetacrilato) disuelta en 5 % en peso de 1,1,2-tricloroetano se deposita mediante recubrimiento giratorio a 1000 rpm en la estructura para alcanzar un espesor de capa de 600 a 700 nm. . Después del recubrimiento, la película orgánica se seca en un horno de vacío a 80 °C durante 24 h. Después del secado, la película orgánica se vuelve electroópticamente activa mediante polarización de campo eléctrico, un procedimiento explicado, por ejemplo, aquí13 durante el cual la muestra se calienta por encima de la temperatura del vidrio de la capa orgánica (95 °C) y se enfría rápidamente bajo un campo polarizado aplicado del orden de Epol = 100 V/μm. Durante este procedimiento, las moléculas electro-ópticas JRD1 se reorientan de forma aleatoria (después del recubrimiento por rotación) a alinearse con las líneas de campo polarizadas (que tienen una característica tridimensional que se analiza con mayor detalle a continuación y en la Fig. S3 complementaria), debido a su hiperpolarizabilidad. Las propiedades electroópticas dependientes de la longitud de onda, los índices de refracción dependientes de la longitud de onda y de la concentración de la mezcla JRD1:PMMA se analizan con gran detalle y se proporcionan en la Información complementaria de la ref. 24

El rendimiento de los moduladores que demostramos surge principalmente del hecho de que las estructuras que proponemos admiten modos de alto Q que tienen una gran superposición con el material no lineal activo. Calculamos el factor de calidad usando la fórmula \(Q=\frac{{\omega }_{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}}{\gamma }\) con γ la tasa de pérdida total de la resonancia que extraemos ajustando una forma de línea lorentziana a la potencia transmitida de la forma \(I(\omega )=\frac{A}{{(\omega -{\omega }_{{{{ {{{{\rm{res}}}}}}}}})}^{2}+{(\frac{\gamma {2})}^{2}}+B\), donde A, B, \({\omega }_{{{{{{{{\rm{res}}}}}}}}}\) y γ son parámetros de ajuste. En la figura complementaria S3, informamos la distribución simulada tanto de los campos ópticos como de los campos polares (que generan la no linealidad χ (2) en el recubrimiento orgánico de nuestras estructuras híbridas). La última distribución también se corresponde estrechamente con los campos de CC y RF de conducción que se aplican al dispositivo bajo prueba para activar el efecto electroóptico en los moduladores. Todas las simulaciones se realizan con CST Microwave Studio: las simulaciones ópticas se realizan utilizando el solucionador de dominio de frecuencia, mientras que las simulaciones de CC utilizan el solucionador electrostático. La constante dieléctrica detallada de la capa orgánica se puede encontrar para CC y frecuencias ópticas en la ref. 24

Elegimos las siguientes dimensiones para las estructuras cuasi-BIC: W = 1,32 × α μm, L = 1,4 μm, Da = 2 × 0,33 × α μm, Db = 2 × 0,11 × α μm, d = 0,66 × α μm, θ = 15°, 25°, α = 0,7 (Fig. 3a–c) y α = 0,725 (Fig. 3d–f) y número de períodos Nx = 360 y Nz = 240 a lo largo del eje x y z, respectivamente. En todos los casos, los electrodos de oro tienen un ancho de 200 nm, una longitud de 330 μm y una altura de 50 nm (15 nm de titanio y 35 nm de oro). Elegimos las siguientes dimensiones para las estructuras GMR: W = 1,4 μm, L = 1,32 × α μm, Da = 2 × 0,33 × α μm, Db = 2 × 0,11 × α μm, d = 0,66 × α μm, θ = 15 °, número de periodos Nx = 240 y Nz = 360 y α = 0,75. Además, hSiO2 = 200 nm. Para las mediciones de alta frecuencia que se muestran en la Fig. 4, usamos una estructura cuasi-BIC con α = 0.675.

Primero, caracterizamos el \({S}_{21,dB}=20\;{\log }_{10}\frac{{V}_{RF,out}}{{V}_{RF, en}}\) parámetros utilizando un VNA (Agilent E8364B) contactando dos sondas GSG de GGB (serie Picoprobe 40A, CC a 40 GHz) al CPW de los moduladores. En segundo lugar, se utiliza un esquema de doble modulación (fmod, feo) en combinación con un oscilador local (LO, fLO) para caracterizar las propiedades de sintonización electroóptica de alta frecuencia de los moduladores Mie. El láser está modulado internamente a fmod = 300 kHz, ciclo de trabajo del 50 % y modulación de intensidad completa utilizando una fuente externa (pulsador Agilent B114A). Los moduladores electro-ópticos se modulan a las velocidades indicadas en la Fig. 4 usando una segunda fuente de RF que emite una señal sinusoidal (Hittite Microwave Corporation HMC-T2100B, 10 MHz a 20 GHz). La intensidad del láser modulado es detectada por un fotodiodo (Newport 1544-A, ancho de banda de 12 GHz). Se utiliza una tercera fuente de RF (Wiltron Anritsu 68347B, de 10 MHz a 20 GHz) como oscilador local a la frecuencia fLO = fRF + 41 MHz para mezclar la señal del fotodiodo a una frecuencia intermedia de fIF = 41 MHz, independientemente de las frecuencias de modulación. fRF (mezclador ZMF-2-S+, ancho de banda 1–1000 MHz y mezclador ZX05-C42-S+, ancho de banda 1000–4200 MHz, ambos de Mini-circuits). La señal del fotodiodo mezclado se registra mediante un amplificador lock-in de alta frecuencia (UHFLI de Zurich Instruments, con una frecuencia de demodulación máxima de 600 MHz). El segundo conjunto de mezcladores (mezclador ZMF-2-S+ de Mini-circuits, ancho de banda 1–1000 MHz y mezclador ZLW-1-1+ de Mini-circuits, ancho de banda 0,1–500 MHz) se utiliza para mezclar la frecuencia intermedia con la frecuencia de modulación para formar la señal de referencia en fref = fIF + fmod que se utiliza para demodular la señal del fotodiodo mezclado y para informar la intensidad modulada. Este esquema de doble modulación combinado con el oscilador local es necesario para detectar sin ambigüedades la modulación electro-óptica de la muestra en rangos de frecuencia que son mayores que el corte del amplificador lock-in. La luz que incide sobre los moduladores Mie se colima antes de la muestra (6 mm de diámetro) y luego se enfoca sobre la muestra usando una lente con una distancia focal de 100 mm. La muestra se coloca en el foco del haz y su posición se ajusta mediante una platina xyz. Un polarizador lineal filtra cualquier componente de polarización que no sea paralelo al eje x.

Los moduladores de Mie investigados en este trabajo tienen dimensiones como las discutidas anteriormente. Su velocidad de conmutación está determinada principalmente por la capacitancia del conjunto de electrodos interdigitados, cargados con el material orgánico y con pilares de silicio, y por la resistencia de 50 Ω de la fuente. Consideramos un modelo simplificado56 para el cálculo de la capacitancia por período, por unidad de longitud, utilizando la siguiente fórmula:

donde \({\epsilon }_{Si{O}_{2}}=3.75\), ϵJRD1:PMMA = 5, \(k=\cos (\frac{\pi {w}_{electrodos}}{ 2{w}_{gap}})\) and weelectrodes = 0,2 μm es el ancho de los electrodos interdigitados, y wgap = 1,2 μm, el espacio entre dos electrodos. \(K(k)=\int\nolimits_{0}^{1}\frac{dt}{{[(1-{t}^{2})(1-{k}^{2}{t} ^{2})]}^{0.5}}\) son las integrales elípticas del primer tipo. Con una longitud total de L = 300 μm y un número total de periodos de Nz = 240, la capacitancia total es igual a Ctot = Nz × Cper/L × L = 0,27 pF. Con esto, la frecuencia de corte RC del dispositivo se estima analíticamente asumiendo que R = Rfuente + Rdispositivo (Rfuente = 50 Ω y Rdispositivo = 24 Ω la resistencia en serie del dispositivo, medida en muestras donde todos los electrodos interdigitados estaban en cortocircuito) para f−3dB,calc = 2,6 GHz y f−6dB,calc = 4,5 GHz. Sin embargo, observamos que existe una variación en la resistencia del dispositivo debido a la calidad de los cables de oro que, a su vez, podría afectar la frecuencia de corte. Esta fórmula no considera los resonadores elípticos de silicio, que aumentan la capacitancia en comparación con este valor estimado y, por lo tanto, reducen la frecuencia de corte RC.

El conjunto de datos principal generado en este estudio se ha depositado en la base de datos de Zenodo con el código de acceso https://doi.org/10.5281/zenodo.6458285.

El código principal generado en este estudio se ha depositado en la base de datos de Zenodo con el código de acceso https://doi.org/10.5281/zenodo.6458285.

Shi, W., Tian, ​​Y. & Gervais, A. Capacidad de escalado de los sistemas de transmisión de fibra óptica a través de la fotónica de silicio. Nanofotónica 9, 4629–4663 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Psaltis, D., Brady, D., Gu, X.-G. & Lin, S. Holografía en redes neuronales artificiales. Naturaleza 343, 325–330 (1990).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhou, T. et al. Computación optoelectrónica neuromórfica a gran escala con una unidad de procesamiento de difracción reconfigurable. Nat. Fotónica 15, 367–373 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Zheludev, NI & Kivshar, YS De metamateriales a metadispositivos. Nat. mater 11, 917–924 (2012).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Shaltout, AM Shalaev, VM & Brongersma, ML Control de luz espaciotemporal con metasuperficies activas. Ciencia 364, eaat3100 (2019).

Zhu, D. et al. Fotónica integrada en niobato de litio de película delgada. Adv. Optar. Fotón. 13, 242–352 (2021).

Artículo Google Académico

Elshaari, AW, Pernice, W., Srinivasan, K., Benson, O. y Zwiller, V. Circuitos fotónicos cuánticos integrados híbridos. Nat. Fotónica 14, 285–298 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Monat, C. & Su, Y. Fotónica híbrida más allá del silicio. Fotónica APL 5, 20402 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Benea-Chelmus, I.-C. et al. Interfaz electroóptica para mediciones ultrasensibles de campo eléctrico intracavitario a frecuencias de microondas y terahercios. Óptica 7, 498–505 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wang, C. et al. Moduladores electroópticos de niobato de litio integrados que funcionan con voltajes compatibles con CMOS. Naturaleza 562, 101–104 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Haffner, C. et al. Modulador electroóptico asistido por plasmones de baja pérdida. Naturaleza 556, 483–486 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Salamin, Y. et al. Conversión directa de ondas milimétricas de espacio libre a dominio óptico mediante antena moduladora plasmónica. Nano Lett. 15, 8342–8346 (2015).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Xu, H. et al. Coeficientes electro-ópticos ultra altos, alto índice de refracción y estabilidad a largo plazo de vidrios moleculares binarios reticulables de diels-alder. química Mate. 32, 1408–1421 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Abel, S. et al. Gran efecto Pockels en titanato de bario micro y nanoestructurado integrado en silicio. Nat. Mate. 18, 42–47 (2019).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Lucas, K. et al. Circuitos integrados fotónicos de niobato de litio de baja pérdida a escala de oblea. Optar. Expreso 28, 24452–24458 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Xu, H. et al. Cromóforos donantes de bis(4-dialquilaminofenil)heteroarilamino que exhiben hiperpolarizabilidades excepcionales. J.Mater. química C. 9, 2721–2728 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Eltes, F. et al. Guías de ondas BaTiO3-Si de baja pérdida para fotónica integrada no lineal. Fotónica ACS 3, 1698–1703 (2016).

Artículo CAS Google Académico

Lu, G.-W. et al. Modulador híbrido de polímero de silicio resistente a altas temperaturas que funciona hasta 200 Gbit s-1 para centros de datos con eficiencia energética y aplicaciones en entornos hostiles. Nat. común 11, 4224 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Rueda, A., Hease, W., Barzanjeh, S. & Fink, JM Fuente de entrelazamiento electroóptico para transferencia de estado cuántico de microondas a telecomunicaciones. Inf. cuántica Npj. 5, 108 (2019).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Youssefi, A. et al. Una interconexión electroóptica criogénica para dispositivos superconductores. Nat. Electrón. 4, 326–332 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Mphuthi, N. et al. Enlace de comunicación óptica en el espacio libre con haces de Bessel de momento angular orbital de forma invariable. aplicación Optar. 58, 4258–4264 (2019).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Damgaard-Carstensen , C. , Thomaschewski , M. , Ding , F. & Bozhevolnyi , SI Ajuste eléctrico de lentes fresnel en reflexión . Fotónica ACS 8, 1576–1581 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Smolyaninov, A., El Amili, A., Vallini, F., Pappert, S. y Fainman, Y. Modulación de fase plasmónica programable de frentes de onda de espacio libre a velocidades de gigahercios. Nat. Fotónica 13, 431–435 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Benea-Chelmus, I.-C. et al. Modulador de luz espacial electroóptico a partir de una capa orgánica diseñada. Nat. común 12, 5928 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Traverso, AJ et al. Metasuperficie plasmónica de baja pérdida y escala centimétrica para optoelectrónica ultrarrápida. Óptica 8, 202–207 (2021).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Chen, WT, Zhu, AY y Capasso, F. Óptica plana con metasuperficies de ingeniería de dispersión. Nat. Rev.Mater. 5, 604–620 (2020).

Khorasaninejad, M. et al. Metalenses en longitudes de onda visibles: enfoque limitado por difracción e imágenes con resolución de sublongitud de onda. Ciencia 352, 1190–1194 (2016).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Li, S.-Q. et al. Modulador de luz espacial transmisivo de solo fase basado en una metasuperficie dieléctrica sintonizable. Ciencia 364, 1087–1090 (2019).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wang, Q. et al. Metasuperficies reconfigurables ópticamente y dispositivos fotónicos basados ​​en materiales de cambio de fase. Nat. Fotónica 10, 60–65 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Zhang, Y. et al. Metasuperficie no volátil reconfigurable eléctricamente utilizando material de cambio de fase óptico de baja pérdida. Nat. Nanotecnología. 16, 661–666 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wang, Y. et al. Sintonización eléctrica de antenas de cambio de fase y metasuperficies. Nat. Nanotecnología. 16, 667–672 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wu, PC et al. Dirección dinámica del haz con metasuperficies de pozos cuánticos múltiples III-V totalmente dieléctricos electro-ópticos. Nat. común 10, 3654 (2019).

Artículo ADS PubMed PubMed Central CAS Google Scholar

Han, S. et al. Fotónica de terahercios totalmente dieléctrica activa impulsada por estados ligados en el continuo. Adv. Mate. 31, 1901921 (2019).

Artículo CAS Google Académico

Gao, BF, Ren, MX, Wu, W., Cai, W. y Xu, JJ Metasuperficies de niobato de litio electroópticas. ciencia China Phys., Mech. Astron. 64, 240362 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Timpu, F. et al. Hacia metasuperficies de niobato de litio electroópticas activas. Web EPJ. Conf. 238, 05003 (2020).

Karvounis, A. et al. Metasuperficies electroópticas basadas en películas de nanopartículas de titanato de bario. Adv. Materia Óptica. 8, 2000623 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Weigand, H. et al. Modulación electroóptica mejorada en metasuperficies resonantes de niobato de litio. Fotónica ACS 8, 3004–3009 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Zhang, M. et al. Molécula fotónica programable electrónicamente. Nat. Fotónica 13, 36–40 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Bin-Alam, MS et al. Resonancias de ultra alto Q en metasuperficies plasmónicas. Nat. común 12, 974 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Koshelev, K. & Kivshar, Y. Metafotónica resonante dieléctrica. Fotónica ACS 8, 102–112 (2021).

Artículo CAS Google Académico

Lawrence, M. et al. Metasuperficies de gradiente de fase de factor de alta calidad. Nat. Nanotecnología. 15, 956–961 (2020).

Koshelev, K., Lepeshov, S., Liu, M., Bogdanov, A. y Kivshar, Y. Metasuperficies asimétricas con resonancias de alto Q gobernadas por estados ligados en el continuo. física Rev. Lett. 121, 193903 (2018).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Yu, Z. et al. Circuitos integrados fotónicos con estados ligados en el continuo. Óptica 6, 1342–1348 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Jin, W. et al. Capa de barrera de benzociclobuteno para suprimir la conductancia en dispositivos ópticos no lineales durante la polarización del campo eléctrico. aplicación física Letón. 104, 243304 (2014).

Artículo ADS CAS Google Académico

Heni, W. et al. No linealidades de materiales electro-ópticos orgánicos en ranuras a nanoescala e implicaciones para el diseño óptimo del modulador. Optar. Expreso 25, 2627–2653 (2017).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Staude, I. et al. Adaptación de la dispersión direccional a través de resonancias magnéticas y eléctricas en nanodiscos de silicio de sublongitud de onda. ACS Nano 7, 7824–7832 (2013).

Artículo CAS PubMed Google Académico

Huang, C. et al. Control ultrarrápido de microláseres de vórtice. Ciencia 367, 1018–1021 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wang, B. et al. Generación de haces de vórtice óptico mediante vórtices de polarización espacio-momento centrados en estados límite en el continuo. Nat. Fotónica 14, 623–628 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Tittl, A. et al. Código de barras molecular basado en imágenes con metasuperficies dieléctricas pixeladas. Ciencia 360, 1105–1109 (2018).

Artículo ADS MathSciNet CAS PubMed MATH Google Scholar

Shaltout, A., Kildishev, A. & Shalaev, V. Metasuperficies variables en el tiempo y no reciprocidad de Lorentz. Materia Óptica. Express 5, 2459–2467 (2015).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Wang, J., Shi, Y. & Fan, S. Rotación de polarización no recíproca usando modulación dinámica del índice de refracción. Optar. Express 28, 11974–11982 (2020b).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Ruesink, F., Miri, MA, Alù, A. & Verhagen, E. No reciprocidad y aislamiento magnético libre basado en interacciones optomecánicas. Nat. común 7, 13662 (2016).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Tian, ​​H. et al. Aislador óptico integrado de nitruro de silicio libre de imanes. Nat. Fotón. 15, 828–836 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Koshelev, K. et al. Resonadores dieléctricos de sublongitud de onda para nanofotónica no lineal. Ciencia 367, 288–292 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Anthur, AP et al. Generación de segundo armónico de onda continua habilitada por estados cuasi-ligados en el continuo en metasuperficies de fosfuro de galio. Nano Lett. 20, 8745–8751 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Olthuis, W., Streekstra, W. y Bergveld, P. Determinación teórica y experimental de las constantes de celda de sensores de conductividad de electrolito interdigitados planares. Sens. Actuadores B: Chem. 24, 252–256 (1995).

Artículo CAS Google Académico

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Los autores agradecen las interesantes discusiones con Christopher Bonzon y Michele Tamagnone. I.-CB-C. reconoce el apoyo a través de la Fundación Nacional de Ciencias de Suiza para la beca posdoctoral P2EZP2.181935 y una beca de investigación independiente de la Fundación Hans Eggenberger. MLM cuenta con el apoyo de NWO Rubicon Grant 019.173EN.010, de la Agencia Holandesa de Financiamiento NWO y de la Oficina de Investigación Científica de la Fuerza Aérea con el número de concesión FA9550-19-1-0352. DLE y LRD agradecen el apoyo de la Oficina de Investigación Científica de la Fuerza Aérea (FA9550-19-1-0069). Este trabajo se realizó en parte en el Centro de Sistemas a Nanoescala (CNS) de la Universidad de Harvard; miembro de la Red Nacional de Infraestructura Coordinada de Nanotecnología (NNCI), que cuenta con el apoyo de la Fundación Nacional de Ciencias bajo el premio NSF no. ECCS-2025158. Además, el apoyo financiero del programa MURI de la Oficina de Investigaciones Navales (ONR), bajo la subvención nro. Se reconoce N00014-20-1-2450. Las moléculas electroópticas se sintetizaron en el Departamento de Química de la Universidad de Washington.

Escuela de Ingeniería y Ciencias Aplicadas de Harvard John A. Paulson, Universidad de Harvard, Cambridge, MA, EE. UU.

Ileana-Cristina Benea-Chelmus, Sydney Mason, Maryna L. Meretska, Dmitry Kazakov, Amirhassan Shams-Ansari y Federico Capasso

Laboratorio de Fotónica Híbrida, Instituto Federal Suizo de Tecnología (EPFL), Lausana, Suiza

Ileana-Cristina Benea-Chelmus

Universidad de Harvard, Cambridge, MA, EE. UU.

sydney albañil

Departamento de Química, Universidad de Washington, Seattle, WA, EE. UU.

Delwin L. Elder y Larry R. Dalton

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I.-CB-C. concibió, diseñó e implementó los experimentos. SM ayudó con las mediciones. I.-CB-C. y MLM fabricó las muestras. I.-CB-C. hizo las derivaciones teóricas y las simulaciones. DLE y LRD desarrollaron las moléculas electro-ópticas y ayudaron con la polarización de los dispositivos. I.-CB-C. y AS-A. construyó la configuración de caracterización óptica de microondas. DK y AS-A. ayudó con las mediciones de alta frecuencia. I.-CB-C., MLM, DK, AS-A. y FC analizaron los datos. I.-CB-C. escribió el manuscrito con comentarios de todos los autores.

Correspondencia a Ileana-Cristina Benea-Chelmus o Federico Capasso.

El presidente y los miembros del Harvard College han presentado una solicitud de patente provisional con el número de serie de EE. UU.: 63/148,595 sobre el tema de este trabajo.

Nature Communications agradece a Gaetano Scamarcio y a los otros revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

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Reimpresiones y permisos

Benea-Chelmus, IC., Mason, S., Meretska, ML et al. Moduladores electro-ópticos de espacio libre de gigahercios basados ​​en resonancias de Mie. Nat Comun 13, 3170 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-30451-z

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Recibido: 19 noviembre 2021

Aceptado: 29 de abril de 2022

Publicado: 06 junio 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-30451-z

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