Усиление поверхностных плазмон-поляритонов в наноразмерных волноводах

• Автор: Федянин, Дмитрий Юрьевич
• Шифр специальности: 01.04.03
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Долгопрудный
• Количество страниц: 138 с. : ил.

Оглавление
Введение
Глава 1 - АНАЛИТИЧЕСКИЙ ОБЗОР
1.1 Производительность современных миропроцессоров
1.2 Электрические межсоединения
1.3 Оптические межсоединения: кремниевая фотоника
1.4 Плазмонные волноводы для межсоединений на кристалле
1.4.1 Цепочки металлических наночастиц
1.4.2 Волноводы типа диэлектрик-металл-диэлектрик
1.4.3 Волноводы типа метапп-дтпектрик-металп
1.4.4 Нагруженные диэлектриком плазмонные волноводы
1.4.5 Гибридные плазмонные волноводы
1.4.6 Канальные плазмонные волноводы
1.5 Активная плазмоника и компенсация потерь в металле
1.5.1 Альтернативные материалы
1.5.2 Поглощение в металле
1.5.3 Компенсация потерь: общие принципы
1.5.4 Полная компенсация омических потерь в металле и
усиление поверхностных плазмон-поляритонов
1.6 Выводы
Глава 2 - КОМПЕНСАЦИЯ ПОТЕРЬ В МЕТАЛЛ-
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПЛАЗМОННЫХ ВОЛНОВОДАХ
2.1 Введение

2.2 Принцип усиления поверхностных плазмон-поляритонов в
диодах Шоттки
2.3 Исследование возможности усиления поверхностных плазмон-поляритонов в диодах Шоттки
2.4 Дисперсия поверхностных плазмон-поляритонов: потери и
усиление
2.5 Вынужденная эмиссия и компенсация потерь
2.6 Выводы
Глава 3 УСИЛИТЕЛЬ ПОВЕРХНОСТНЫХ ПЛАЗМОН-ПОЛЯРИТОНОВ НА ОСНОВЕ АиЛпАя КОНТАКТА
ШОТТКИ
3.1 Введение
3.2 Затухание и усиление поверхностных плазмон-поляритонов, распространяющихся по АиЛпАя поверхности
3.3 Активный плазмонный волновод с высокой локализацией

3.4 Усиление поверхностных-плазмон поляритонов в
АиЛпАя/А1Аяо 1б8Ь<т активном плазмоном волноводе
3.5 Выводы
Глава 4 МЕЖСОЕДИНЕНИЯ НА КРИСТАЛЛЕ НА ОСНОВЕ АКТИВНЫХ ПЛАЗМОННЫХ ВОЛНОВОДОВ
4.1 Введение
4.2 Оптические межсоединения на кристалле
4.3 Кремниевая фотоника
4.4 Плазмонные межсоединения
4.5 Выводы
Заключение
Список цитируемой литературы
Введение
Актуальность темы. Тактовая частота современных микропроцессоров не превышает нескольких гигагерц из-за высокого тепловыделения и проблем с теплоотводом из интегральных схем. По этой причине в конце девяностых годов начался переход на многоядерные технологии, которые позволяют продолжить увеличение производительности микропроцессоров без увеличения их тактовой частоты. Процессоры современных графических ускорителей являются наилучшим тому примером. Они состоят из более чем 1000 ядер, их пиковая производительность превосходит 1 Тфлоп/с и определяется в большей степени эффективностью коммуникаций между ядрами, а не производительностью одного ядра. Это выводит на первое место роль межсоединений на кристалле, которые должны обладать высокой пропускной способностью, низким энергопотреблением и высокой степенью интеграции. Между тем, электрические межсоединения используются на пределе своей пропускной способности и не удовлетворяют требованиям современных многоядерных архитектур [1]. В этой связи требуется переход на новые технологии коммуникации на кристалле, удовлетворяющие ряду требований, основными из которых являются масштабируемость, воспроизводимость и планарность.
Наиболее перспективным решением обозначенной проблемы является внедрение оптических межсоединений на верхних уровнях интегральных схем, поскольку оптические волноводы обладают шириной полосы пропускания более 1 Тбит/с при субмикрометровом размере поперечного сечения. Несмотря на большой прогресс в области диэлектрических волноводов, фотоника обладает фундаментальным ограничением на размеры, которое диктуется дифракционным пределом. Так, например, размер моды в волноводах типа кремний на изоляторе превышает 1 мкм, несмотря на то, что поперечный размер кремниевого ядра может быть менее 1 мкм. Размер моды определяет, на каком минимальном расстоянии можно расположить друг относительно друга два волновода так, чтобы избежать перекрестных помех. Это расстояние, в свою очередь, определяет степень интеграции схем на кристалле. Таким образом, использование фотонных компонент накладывает фундаментальное физическое ограничение на степень интеграции. Следовательно, требуется поиск новых способов коммуникаций на кристалле, и наиболее перспективным решением этой проблемы

являются ТМ волнами, существуют для каждого из трех волноводов, причем эффективные показатели преломления Ы‘с!!, , Мгс!Т этих мод легко найти из
соответствующих дисперсионных уравнений. Затем составляется новый виртуальный Ш волновод, показатели преломления обкладок и ядра которого равны эффективным показателям преломления плазмонных мод соответствующих волноводов, составленных на предыдущем шаге, и толщиной ядра, равной ширине диэлектрического ядра исходного волновода. Затем ищется ТЕ мода нового волновода, которая существует при любых значениях и>. Таким образом, ТМоо мода нагруженного диэлектриком плазмонного волновода существует при любых значениях ширины и высоты его диэлектрического ядра. Эти простые соображения подтверждаются результатами численного моделирования [68].
Рисунок 1.22. - Схематическое изображение нагруженного диэлектриком плазмонного волновода: желтым цветом показан металл, а зеленым - диэлектрик.
Таким образом, размеры ядра могут быть сколь угодна малыми, однако размер моды нас интересует гораздо больше размера волновода, а точнее смысл имеет величина тт(5,га,5„) , где 5т размер моды, а £„ - размер волновода. Чтобы минимизировать размер моды, требуется увеличить показатель преломления ядра, например использовать полупроводниковые материалы, и, в общем случае, решить задачу оптимизации по геометрическим параметрам ядра (ширине и> и высоте А). Однозначный ответ на вопрос «как проводить оптимизацию?» дать сложно, так как в случае межсоединений величины тш(5ш,5„) и длина пробега одинаково важны. На рис. 1.29 показаны результаты расчета для нагруженного диэлектриком плазмонного волноводы с ядром из кремния. БоМ больше 100, что является неплохим показателем для плазмонных волноводов, размер моды очень маленький, тогда как абсолютное значение длины пробега ППП хотя и больше чем у других типов волноводов при том