Nutzung der photonischen Bandlücke in dreieckigen Siliziumkarbidstrukturen für effiziente Quanten-Nanophotonik-Hardware

Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 4112 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Siliziumkarbid gehört aufgrund der langen Spinkohärenz und der Einzelphotonenemissionseigenschaften seiner Farbzentrumsdefekte zu den führenden Quanteninformationsmaterialplattformen. Anwendungen von Siliziumkarbid in Quantennetzwerken, Computern und Sensoren basieren auf der effizienten Sammlung der Farbzentrumsemission in einem einzigen optischen Modus. Die jüngste Hardware-Entwicklung dieser Plattform konzentrierte sich auf Winkelätzprozesse, die die Emittereigenschaften bewahren und dreieckig geformte Geräte erzeugen. Über die Lichtausbreitung in dieser Geometrie ist jedoch wenig bekannt. Wir erforschen die Bildung einer photonischen Bandlücke in Strukturen mit dreieckigem Querschnitt, die als Leitprinzip bei der Entwicklung effizienter nanophotonischer Quantenhardware in Siliziumkarbid dienen kann. Darüber hinaus schlagen wir Anwendungen in drei Bereichen vor: dem TE-Passfilter, dem TM-Passfilter und dem hochreflektierenden photonischen Kristallspiegel, die für eine effiziente Sammlung und Ausbreitungsmodusauswahl der Lichtemission genutzt werden können.

Farbzentren sind Defekte in einkristallinen Materialien mit großer Bandlücke, die Einzelphotonen und spinverschränkte Photonen emittieren können, die als Quanteninformationsträger fungieren. Siliziumkarbid (SiC) ist eine der bemerkenswertesten Quantenhardwareplattformen, da es eine Sammlung optisch adressierbarer Farbzentren1 mit langen Spinkohärenzzeiten2,3,4,5, ausgezeichneter Helligkeit6, Kernspins7, 8 und Telekommunikationswellenlängenemissionen1, 9 beherbergt , die geeignete Eigenschaften für die Quanteninformationsverarbeitung sind. Darüber hinaus verfügt SiC über eine große Bandlücke, eine hohe Wärmeleitfähigkeit, eine starke Nichtlinearität zweiter Ordnung, mechanische Stabilität und eine ausgereifte industrielle Präsenz10, 11, was es zu einer zuverlässigen Plattform für eine Vielzahl von Anwendungen macht. In jüngster Zeit ist die Photonik in Dreiecksgeometrie in den Fokus gerückt, um die Effizienz solcher Festkörper-Quantenemitterprozesse zu steigern5, 9, 12, 13. Wellenleiter mit dreieckigem Querschnitt sind das Ergebnis eines Bulk-Nanofabrikationsprozesses namens Winkelätzverfahren, der erfolgreich war sowohl in Diamant12, 14 als auch in SiC5, 13 implementiert. Frühere Herstellungsprozesse waren durch verschiedene Mängel problematisch, die die optischen Eigenschaften der Farbzentren verschlechterten oder die Robustheit der nanophotonischen Geräte einschränkten9. Andererseits ermöglicht die Dreiecksgeometrie die Emitterimplantation in Massensubstraten (freistehende Wellenleiter), was hochwertige Farbzentren mit besserer Kopplung gewährleistet und den Weg für effiziente quantenphotonische Hardware ebnen kann.

Die Weiterentwicklung der Quanteninformationstechnologie hängt in hohem Maße von der Realisierung robuster Quantennetzwerke9, 15, 16 und der Erzeugung beliebiger rein photonischer Clusterzustände17,18,19 ab, die bei Farbzentrumsplattformen durch die geringe Photonensammeleffizienz begrenzt sind. Farbzentren können sowohl transversal elektrische (TE) als auch transversal magnetische (TM) optische dipolartige Emissionen mit einem Raumwinkel von 4\(\pi\) aufweisen. Daher ist es wichtig, die TE/TM-Dispersionsbeziehungen in der dreieckigen Wellenleitergeometrie zu verstehen, um das vom Farbzentrum durch PBG-Bildung emittierte Quantenlicht für eine höhere Sammeleffizienz zu steuern und zu steuern.

Die Bildung von photonischen Bandlücken (PBGs) in photonischen Kristallen (PhCs) wurde in den letzten drei Jahrzehnten nach der Entdeckung von Yablonovitch und John20, 21 erforscht. Obwohl die Wellenausbreitung in periodischen Strukturen fast ein Jahrhundert lang untersucht wurde22, PhCs haben aufgrund ihrer robusten Lichteinschlussfähigkeit, Skalierbarkeit und geringen Stellfläche23, 24 Aufmerksamkeit erregt. Die Kombination verschiedener Streuer mit einzigartigen Gittergeometrien10, 11, 25,26,27,28,29,30,31,32,33 hat dazu geführt breitere PBGs durch Reduzierung der Struktursymmetrie und fanden Anwendungen in Polarisationsstrahlteilern34, 35, optischen Logikgattern36, 37, Spiegeln38, 39, Sensoren40, 41, Lasern42, 43, Solarzellen44, 45 und mehr. Dennoch wurden die meisten dieser Studien entweder mit Platten-, Rechteck- oder Zylindergeometrie durchgeführt. Andererseits wurden PhCs mit dreieckigem Querschnitt hauptsächlich für den Aufbau aktiver photonischer Geräte untersucht,13, 46, 47, wohingegen die Dispersionsbeziehungen und PBG-Bildungen noch im Detail diskutiert werden müssen. Wir erforschen diese Eigenschaften, um die photonische Integration in Quantenbauelementen auf SiC-Farbzentrumsbasis voranzutreiben.

In diesem Artikel beginnen wir mit der Definition der relevanten Parameter für die Analyse der PBG-Bildung in SiC-PhCs mit dreieckigem Querschnitt. Mit der Methode der ebenen Wellenexpansion (PWE) berechnen wir die Bandstrukturen und diskutieren die Dispersionsbeziehungen in Bezug auf die individuelle Geometrie. Anschließend beobachten wir die Auswirkungen der Parametervariation auf PBGs und untersuchen die Designs im Hinblick auf die Nanofabrikation. Abschließend schlagen wir drei photonische Geräte zusammen mit ihren strukturellen Konfigurationen und Betriebswellenlängenbereichen vor, die das Potenzial haben, wesentliche Komponenten integrierter photonischer Schaltkreise zu sein.

In diesem Abschnitt definieren wir die Parameter des photonischen Kristalls mit dreieckigem Querschnitt. Traditionell weisen die periodischen dielektrischen Wellenleiter eine Periodizität entlang der Lichtausbreitungsrichtung auf48. Der PhC mit dreieckigem Querschnitt in dieser Studie wird auf ähnliche Weise realisiert. Unsere 1D-PhC-Struktur wird durch das Einfügen zylindrischer Luftlöcher entlang der y-Achse in den SiC-Wellenleiter mit dreieckigem Querschnitt entworfen, wie in Abbildung 1a dargestellt. Die wichtigsten Parameter des PhC sind seine Gitterkonstante a, die Wellenleiterbreite w, der Lochradius r und der Ätzwinkel \(\alpha\). Wir untersuchen drei \(\alpha\)-Werte \(35^{\circ }\), \(45^{\circ }\) und \(60^{\circ }\), die unter realistische Herstellungsparameter fallen der modernsten Verfahren5, 13, 49. Wir variieren die Breite w von 1,2a bis 2,25a und den Radius r von 0,25a bis 0,45a. Wir betrachten den Brechungsindex von SiC als \(n_{\textrm{SiC}} = 2,6\).

(a) Schematische Darstellung der 1D-Elementarzelle des photonischen Kristalls. (b) Elektrische Feldlinien (Pfeil), die den entsprechenden TE-ähnlichen (rot) und TM-ähnlichen (blau) Moden zugeordnet sind. (c) \(n_{\textrm{eff}}\) und VFF-Berechnung als Funktion von r/a für \(\alpha = 45^{\circ }\).

Basierend auf der Existenz einer Spiegelsymmetrieebene (\(z = 0\)) senkrecht zur Periodizitätsrichtung können die photonischen Moden in TE-ähnliche und TM-ähnliche Polarisationen entkoppelt werden, wie in Abb. 1b dargestellt. Moden mit elektrischen Feldlinien mit ungerader Symmetrie um die \(z = 0\)-Ebene sind TE-ähnlich, da die Hauptkomponente des elektrischen Feldes in der Geräteebene liegt. Andererseits haben TM-ähnliche Moden eine gleichmäßige Symmetrie um die \(z = 0\)-Ebene und das elektrische Feld liegt in einer Richtung senkrecht zur Geräteebene.

Wir verwenden den effektiven Brechungsindex (\(n_{\textrm{eff}}\)) als nützlichen Parameter zum Verständnis der Modalprofile in einem photonischen Gerät33, 47, 50. Er ist definiert als das Verhältnis der Ausbreitungskonstante \(( \beta )\) einer Mode zur Vakuumwellenzahl \((2\pi /\lambda )\). In der Dreiecksgeometrie breiten sich die von der Struktur unterstützten TE/TM-polarisierten Moden entsprechend ihren entsprechenden \(n_{\textrm{eff}}\)-Werten aus. Moden mit niedrigerem \(n_{\textrm{eff}}\) sind nicht gut in der Struktur enthalten und werden evaneszent47. Da geführte Moden von \(n_{\textrm{eff}}\) abhängen, was eine starke Funktion des im photonischen Gerät vorhandenen effektiven Dielektrikums ist, kann sein Wert uns helfen, die Dispersionsbeziehungen und Änderungen in PBGs aufgrund von Parametervariationen zu interpretieren im vorgeschlagenen 1D PhC. Daher erstellen wir im Folgenden einen analytischen Ausdruck für den geschätzten \(n_{\textrm{eff}}\), der aus dem volumetrischen Füllfaktor (VFF) von SiC in der PhC-Struktur abgeleitet wird:

Abbildung 1c zeigt die Änderungen von VFF und \(n_{\textrm{eff}}\) als Funktion der normalisierten Lochradien (r/a) im \(45^{\circ }\) winkelgeätzten Wellenleiter mit verschiedene w-Werte. Die Diagramme zeigen, dass \(n_{\textrm{eff}}\) bei höherem r/a abnimmt und bei höherem w zunimmt. Letzteres geschieht aufgrund der Vergrößerung des dreieckigen Querschnitts mit zunehmendem w, was zu größeren \(n_{\textrm{eff}}\) und mehr unterstützten Modi führt. Wir beobachten ähnliche Trends und Werte für \(35^{\circ }\) und \(60^{\circ }\).

Während in photonischen Kristallen mit rechteckigem Querschnitt ausführlich untersucht wird, sind die Dispersionsbeziehungen und PBG-Bildungen in der Dreiecksgeometrie nicht gut verstanden. Die Methode der Plane-Wave-Expansion (PWE) wird aufgrund ihrer Effizienz und Genauigkeit bei der Berechnung von PBGs häufig zur Analyse von PhCs verwendet31, 51, 52. Es handelt sich um eine Methode zur direkten Frequenzeigenlösung, die aus den Maxwell-Gleichungen für ein quellenloses Medium abgeleitet wird, wobei die Eigenwerte Mode sind Frequenzen, und die Eigenzustände (ebene Wellenlösungen) werden durch den Wellenvektor \(\textbf{k}\) und eine Bandnummer charakterisiert. Die irreduzible Brillouin-Zone, die erlaubte Wellenvektoren mit nichtredundanten Modenfrequenzen enthält, liegt im Bereich von (0, 0, 0) bis \((0, \pi /a, 0)\) im \(\textbf{ k}\)-Raum für 1D PhC gemäß unserer Definition der Periodizität53. Wir haben MIT Photonic Bands (MPB)54 verwendet, um die PWE-Methode zur Untersuchung der Bandstruktur und der PBG-Bildung in der oben erwähnten irreduziblen Brillouin-Zone des PhC mit dreieckigem Querschnitt anzuwenden.

Dispersionsbeziehungen für TE- (rot) und TM-Moden (blau) im 1D-photonischen Kristall mit dreieckigem Querschnitt. Die rot (blau) schattierten Bereiche zeigen die photonischen Bandlücken für die TE(TM)-Moden. Parameter des photonischen Kristalls sind: (a) \(\alpha = 35^{\circ }, w = 1,2a, r = 0,35a\). (b) \(\alpha = 45^{\circ }, w = 1.2a, r = 0.4a\). (c) \(\alpha = 60^{\circ }, w = 1,35a, r = 0,43a\).

Die Dispersionsbeziehungen für drei verschiedene PhC-Parametersätze (\(\alpha, w, r\)) sind in Abb. 2 dargestellt. In der Bandstruktur ist das erste TE/TM-Band (dielektrisches Band) die Grundmode mit den wenigsten Knoten und die niedrigste Frequenz. Der Grundmodus lässt sich gut durch die Struktur in allen drei PhCs leiten. Allerdings wird der Modus höherer Ordnung (Luftband) für TE/TM aufgrund des Lichtlinieneffekts nicht vollständig geführt und wird mit zunehmendem \(\alpha\) strahlender, wie in Abb. 2 dargestellt. Der TE ( rot) und TM (blau) PBGs werden zwischen den Minima des Luftbandes und den Maxima des dielektrischen Bandes ihrer jeweiligen Polarisationen gebildet. Alle drei winkelgeätzten 1D-PhCs weisen sowohl TE- als auch TM-Bandlücken auf. TE-Bandlücken sind aufgrund der verbundenen dielektrischen Gitterstruktur größer als TM-Lücken, was der allgemeinen Intuition entspricht55. Abbildung 2 zeigt auch, dass \(45^{\circ }\) und \(60^{\circ }\) PhCs vergleichbare TE-Lücken aufweisen, während die TE-Bandlücke für \(35^{\circ }\) verringert ist. PhC. Andererseits sind die TM-Lücken in den Fällen \(35^{\circ }\) und \(45^{\circ }\) vergleichbar und für \(60^{\circ }\) verringert.

Vollständiges PBG bezieht sich auf den Bereich verbotener Ausbreitungsfrequenzen in der Bandstruktur unabhängig von der Polarisation und wird in der Überlappung der TE- und TM-Bandlücken gebildet. Obwohl herkömmlichen mehrschichtigen 1D-PhCs ein vollständiger PBG56 fehlt, bietet die dreieckige Querschnittsgeometrie einen vollständigen PBG für alle drei untersuchten Winkel \(\alpha\). Da eine Reihe von Farbzentren in SiC sowohl TE-ähnliche als auch TM-ähnliche Emissionen aufweisen, ist es wünschenswert, ein polarisationsunabhängiges Design mit einem möglichst breiten vollständigen PBG zu erhalten. Abbildung 2 zeigt, dass die größte vollständige PBG mit der \(45^\circ\)-Struktur erreicht werden kann, wenn die TM-Lücke vollständig in der TE-Lücke vergraben ist. Dieser Zustand tritt auf, weil die TE-Lücken in unserem photonischen Kristalldesign mit dreieckigem Querschnitt größer sind als die TM-Lücken. Vollständiges PBG in den anderen beiden Querschnitten entsteht in einem kleinen Überlappungsbereich zwischen den TE- und TM-Bandlücken. Obwohl die \(60^\circ\)-Geometrie in zwei (w, r)-Sätzen vergrabene vollständige PBGs zeigt, sind diese Lücken im Vergleich zum \(45^\circ\)-Fall etwa viermal kleiner. Daher ist ein 1D-PhC mit winkelgeätztem dreieckigem Querschnitt ((45^\circ\)) günstiger für den polarisationsunabhängigen Lichteinschluss.

(a)–(d) TE/TM-Photonenbandlücke in Frequenz (c/a) und Lückengröße (\(\%\)) in Bezug auf normalisierte Lochradien (r/a) für die \(45^\circ\) Wellenleiter mit dreieckigem Querschnitt und W-Werten von 1,2a, 1,35a, 1,5a bzw. 1,75a. In den Frequenzdiagrammen sind die Mittelpunkte Mittellückenfrequenzen (\(f_{\textrm{m}}\)) und die Fehlerbalken geben Bandbreiten (\(\Delta f\)) für die entsprechenden TE/TM-Moden an. Der gestrichelte Kreis zeigt die TE-TM-Lückenüberlappung für die in Abb. 2b dargestellten Dispersionsbeziehungen.

In diesem Abschnitt analysieren wir die Auswirkungen von Parametern weiter, um das leistungsstärkste Design im \(45^\circ\) winkelgeätzten Wellenleiter zu erreichen. Die skaleninvariante Natur der Maxwell-Gleichungen begründet die Idee, Parameter und Ergebnisse in Form der Gitterkonstante a darzustellen. Folglich ist die Lückenbreite \(\Delta f\), wobei f die in Einheiten von c/a ausgedrückte Häufigkeit ist, kein nützliches Maß, um das Ausmaß eines PBG zu verstehen. Das Lücken-zu-Mittenlücken-Verhältnis \(\Delta f/ f_{\textrm{m}}\) (\(f_{\textrm{m}}\) ist die Mittenlückenfrequenz), auch als Lückengröße bekannt, beträgt mehr aussagekräftige Charakterisierung der Spaltbreite, da diese unabhängig von der Skalierung ist. Abbildung 3 zeigt die Variation des TE-TM-Lückes (c/a) und der Spaltgröße (\(\%\)) mit r/a in \(\alpha = 45^\circ\)-Wellenleitern mit mehreren Breiten w. Mit inkrementellem r/a nimmt \(n_{\textrm{eff}}\) ab, was zu einem Anstieg von \(f_{\textrm{m}}\) sowohl für die TE- als auch für die TM-Bandlücke führt, was mit der Literatur übereinstimmt57 . Das Gegenteil geschieht, wenn w aufgrund des erhöhten \(n_{\textrm{eff}}\) für einen entsprechenden r/a-Wert zunimmt.

In kleineren w wie 1.2a und 1.35a nimmt die TE-Lückengröße zunächst mit r/a zu, da infolge der geringeren VFF und \(n_{\textrm{eff}}\ weniger unterstützte Modi vorhanden sind), schrumpft jedoch nach Erreichen der Resonanzzustand, bei dem die Spaltgröße maximal ist. Dies geschieht aufgrund der Verringerung des effektiven dielektrischen Kontrasts bei höheren r/a-Werten. Anscheinend ist die TE-Lücke in PhCs mit größerer Breite w aufgrund des größeren \(n_{\textrm{eff}}\ kleiner) und die TE-Bandlücke verschwindet oberhalb von \(w = 1,75a\). Im Gegensatz dazu wächst die TM-Lückengröße monoton mit r/a, jedoch verschwindet die Bandlücke für größere Breiten, identisch mit dem TE-Fall. Aus Abb. 3 und der obigen Diskussion geht hervor, dass vollständiges PBG (entweder vergraben oder überlappend) meist bei kleineren Breiten auftritt und die TE/TM-Bandlücke bei Wellenleitern mit größeren Breiten (\(w > 1,75a\)) vollständig verschwindet.

Die gezeigte Arbeit liefert Einblicke in die Dispersionsbeziehungen in der nicht standardmäßigen, dreieckigen Geometrie photonischer Kristalle. Abbildung 4 zeigt einen allgemeinen Vergleich der TE/TM-Lückengrößen zwischen drei Ätzwinkeln für eine konstante Breite \((w = 1,2a)\). Wir beobachten, dass ein einzigartiger Trend aus einer einzigartigen Geometrie entsteht. Für den dreieckigen Querschnitt \(35^\circ\) scheint die TE-Lückengröße bei Änderungen der Lochradien stabil zu sein, wohingegen die Variation der TM-Lückengröße mit dem \(45^\circ\)-Fall identisch ist. Andererseits folgen die TE- und TM-Lückengrößen in der \(60^\circ\)-Geometrie dem gleichen Trend wie im \(45^\circ\) TE-Fall. Im Allgemeinen verschwinden TE-Lücken in \(35^\circ\) und TM-Lücken in \(60^\circ\) für PhCs mit \(w > 1,5a\).

TE/TM-Lückengröße (\(\%\)) in \(w = 1,2a\) mit variierenden normalisierten Lochradien (r/a) für drei \(\alpha\)-Werte.

Neben der Diskussion der Bildung photonischer Bandlücken in photonischen Kristallen bei Variation der Parameter ist es unbedingt erforderlich, die Praktikabilität und Robustheit der Designs im Hinblick auf die Herstellung zu bewerten. Beispielsweise ist es aufgrund der folgenden zwei Probleme schwierig, größere Löcher (\(r \ge 0,43a\)) in kleineren Breiten (\(w \le 1,35a\)) herzustellen: i) Es gibt \(\le 18\%\) (der Wellenleiterbreite w) Raum zwischen der Kante des Wellenleiters und den Löchern und ii) nur \(\le 14\%\) (der Elementarzelle a) Raum zwischen zwei benachbarten Löchern verfügbar. Daher muss je nach Anwendung möglicherweise bewusst ein Kompromiss zwischen der PBG-Größe und der Komplexität der Herstellung des Geräts geschlossen werden. Unsere jüngste Arbeit veranschaulicht den Entwurf eines 1D-PhC-Spiegels mit winkelgeätztem dreieckigem Querschnitt zur Verbesserung der Quanteneffizienz von in situ supraleitenden Nanodraht-Einzelphotonendetektoren (SNSPDs)58. Auch wenn die \(60^\circ\)-Geometrie nicht das größte vollständige PBG bietet, unterstützt der Wellenleiter in dieser Geometrie die Einzelmodenausbreitung für die NV-Zentrumsemission in 4H-SiC, was für die Einzelphotonendetektion sowie die Quantenkommunikation unerlässlich ist59, 60.

Die individuelle Geometrie bietet unterschiedliche Anwendungen basierend auf der PBG-Bildung. Wir sehen drei solcher Anwendungen, von denen die integrierte Photonik mit Dreiecksgeometrie stark profitieren kann. Die im Folgenden besprochenen Betriebsbereiche werden skaliert, um sie an die Wellenlängen unterschiedlicher 4H-SiC-Farbzentrumsemissionen anzupassen, indem die Gitterkonstante a aktualisiert wird, die von der Wahl der Mittenwellenlänge der Bandlücke abhängt.

(a) TE-Passfilter im \(35^\circ\)-Wellenleiter mit \((a, w, r) = (390, 682, 156)\) nm. (b) Polarisationsunabhängiger Spiegel im \(45^\circ\)-Wellenleiter mit \((a, w, r) = (475, 570, 190)\) nm. (c) TM-Passfilter im \(60^\circ\) Wellenleiter mit \((a, w, r) = (337, 590, 135)\) nm. Der gestrichelte (schwarze) Pfeil zeigt die Richtung der Lichtausbreitung.

Quantenkommunikation über ein Glasfasernetz erfordert eine Emission rund um die Telekommunikationsbänder, um den Informationsverlust zu minimieren. Vanadium-Defekte (\(\textrm{V}^{4+}\)) in 4H-SiC decken das gesamte O-Band-Spektrum mit einem Debye-Waller-Faktor von 25–50 % ab61. Die Photolumineszenzmerkmale zeigen, dass \(\textrm{V}^{4+}\) in 4H-SiC hauptsächlich TE-polarisiertes Licht emittiert62. Man kann einen TE-Passfilter (Abbildung 5a) für die Vanadium-Farbzentrumsemission im Bereich von 1285–1344 nm erstellen, wo sich die TM-Bandlücke im \(35^\circ\)-Wellenleiter mit \((a, w, r) bildet ) = (390, 682, 156)\) nm photonische Kristallparameter.

Die Silizium-Leerstelle (\(\textrm{V}_{\textrm{Si}}\)) in 4H-SiC weist selbst in dreieckigen Wellenleiterstrukturen mit Emissionen von 861 nm bis 918 nm2, 5, 63 eine hervorragende optische Stabilität und kohärente Spinkontrolle auf Die Dipolpolarisation eines einzelnen Silizium-Leerstellenzentrums in 4H-SiC ist größtenteils TM64 und \(60^\circ\) Wellenleiter mit \((a, w, r) = (337, 590, 135)\) nm arbeitet als a TM-Passfilter (Abb. 5c) für \(\textrm{V}_{\textrm{Si}}\)-Emission von 840 nm bis 1015 nm, wo die TE-Bandlücke gebildet wird.

Für die auf photonischen Clustern basierende Quantenberechnung und -kommunikation ist eine längere Spinkohärenzzeit erforderlich. Mit der Kombination aus Isotopenreinigung und dynamischer Entkopplung wurde eine Spinkohärenzzeit von 5 s in der neutralen Divakanz (\(\textrm{VV}^0\)) in SiC65 berichtet, was die höchste unter den Defekt-Spin-Qubits in SiC ist. Aufgrund der Art der elektronischen Struktur, der Auswahlregeln und der Symmetrie66, 67 weist die Divacancy-Emission sowohl TE- als auch TM-Polarisationen mit einer Null-Phononenlinie im Bereich von 1078 bis 1132 nm auf. Ein polarisationsunabhängiger Spiegel (Abb. 5b) für die Divacancy-Emission kann unter Verwendung des \(45^\circ\)-Wellenleiters mit den Parametern \((a, w, r) = (475, 570, 190)\) nm konstruiert werden das vollständige PBG von 1087 nm bis 1132 nm liefert. Dies geschieht aufgrund des großen überlappenden TE-TM-Bandlückenbereichs, der im Wellenleiter PhC mit dreieckigem Querschnitt (\alpha = 45^\circ\) gebildet wird.

Es ist bekannt, dass die photonische Integration von SiC-Farbzentren die Effizienz von Quantenhardware steigert16. Hier kann die dreieckige Geometrie von Geräten eine Kombination aus den makellosen optischen Eigenschaften der implantierten Farbzentren und der probenunabhängigen Nanofabrikation bieten. Wir haben vorgestellt, wie photonische Bandlücken in dieser Geometrie gebildet und angewendet werden können. Da Farbzentren optische dipolartige Emissionen aufweisen, kann die Untersuchung der Dispersionsbeziehungen und PBG-Formationen in 1D-PhCs mit dreieckigem Querschnitt eine wichtige Rolle für einen robusten Lichteinschluss in quantenphotonischer Hardware spielen. Unsere simulierten Ergebnisse zeigen, dass die Art der PBG-Konfigurationen hauptsächlich vom Ätzwinkel abhängt und intuitiv mit anderen PhC-Parametern variiert. Die drei vorgeschlagenen Geräte können die Quantenlichtausbreitung mit Modenselektivität steuern und die Parametermerkmale sind auch für die Nanofabrikation geeignet. Diese Designs haben das Potenzial, die Leistung integrierter photonischer Geräte für Anwendungen in der Quantenkommunikation und im Quantencomputing zu verbessern.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor Pranta Saha ([email protected]) erhältlich.

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Diese Arbeit wird von der National Science Foundation (CAREER-2047564) unterstützt.

Fakultät für Elektrotechnik und Informationstechnik, University of California, Davis, CA, 95616, USA

Pranta Saha, Sridhar Majety und Marina Radulaski

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PS führte die Simulationen durch, PS und SM analysierten die Daten, MR betreute das Projekt. Alle Autoren haben zum Verfassen des Manuskripts beigetragen.

Korrespondenz mit Pranta Saha.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Saha, P., Majety, S. & Radulaski, M. Nutzung der photonischen Bandlücke in dreieckigen Siliziumkarbidstrukturen für effiziente quantennanophotonische Hardware. Sci Rep 13, 4112 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-31362-9

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Eingegangen: 23. Dezember 2022

Angenommen: 10. März 2023

Veröffentlicht: 13. März 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-31362-9

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