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Jun 24, 2023

Modulador binario THz basado en silicio Schottky

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 18871 (2022) Cita este artículo 1902 Accesos 2 Citas 2 Detalles de Altmetric Metrics Proponemos un modulador de THz de metasuperficie basado en resonadores de anillo dividido

Scientific Reports volumen 12, número de artículo: 18871 (2022) Citar este artículo

1902 Accesos

2 citas

2 altmétrico

Detalles de métricas

Proponemos un modulador de THz de metasuperficie basado en resonadores de anillo dividido (SRR) formados por cuatro diodos Schottky de Si-Au horizontales interconectados. La capacitancia de unión equivalente de cada SRR en el modulador propuesto es mucho más pequeña que la de las contrapartes de metasuperficie reportadas anteriormente con uniones Schottky verticales, lo que conduce a una mayor velocidad de modulación. Para modular una señal incidente de THz por la metasuperficie propuesta, variamos el voltaje de polarización aplicado externamente a las uniones Schottky. Al aplicar una polarización inversa de VA = − 5 V a la puerta Au, se excitan dos resonancias LC a 0,48 THz y 0,95 THz en la metasuperficie. Al cambiar el voltaje aplicado a VA = + 0,49 V, disminuimos las intensidades del oscilador de las resonancias LC, creando una resonancia dipolar a 0,73 THz en el espectro de transmisión del modulador de metasuperficie. Las profundidades de modulación en estas resonancias son superiores al 45%, alcanzando el 87% a 0,95 THz. La modulación de fase de este modulador de THz es de aproximadamente 1,12 rad a 0,86 THz. Además, debido al diseño particular de los metaátomos, la velocidad de modulación de este dispositivo se estima en aproximadamente varios cientos de GHz, lo que convierte a este dispositivo en un candidato apropiado para aplicaciones de alta velocidad en sistemas de comunicaciones inalámbricas basados ​​en moduladores externos.

El rango de frecuencia de terahercios (THz), debido a sus características deseables, como que la energía de los fotones es varios órdenes de magnitud menor que el nivel de energía de los fotones ionizantes, la velocidad de datos de terabits por segundo (Tbps), una mayor direccionalidad del enlace, una menor vulnerabilidad a las escuchas ilegales y menos vulnerabilidad a condiciones climáticas indeseables, ha atraído mucha atención para su aplicación en redes de comunicación inalámbricas ultrarrápidas de próxima generación1,2,3,4. Sin embargo, la débil respuesta de muchos materiales naturales a la radiación de THz ha planteado muchos desafíos a los avances tecnológicos en esta área5,6. No obstante, las características excepcionales de algunos metamateriales y sus contrapartes 2D (metasuperficies) han superado los desafíos. Una metasuperficie es una matriz periódica de metaátomos (elementos metálicos/dieléctricos de dimensiones inferiores a las longitudes de onda). Está diseñado para controlar la amplitud, fase o estado de polarización de la onda incidente, deseablemente7,8,9,10. Hasta la fecha, los investigadores propusieron una variedad de dispositivos THz, basados ​​en metamateriales y metasuperficies, por ejemplo, lentes11,12, convertidores de polarización13,14,15,16, absorbentes perfectos17,18,19, placas de ondas20 y deflectores de haz21. En estos metadispositivos, a diferencia de los dispositivos difractivos convencionales, lo que causa que la fase de la onda incidente y la polarización cambien no es la propagación de la onda a lo largo y a través del dispositivo. Estos cambios ocurren más bien de manera abrupta y significativa en un espesor de solo una fracción de la longitud de onda por los dispersores de sublongitud de onda22. Los sistemas del futuro avanzan hacia la inteligencia y la adaptación a su entorno. Además, hoy en día se piensa en el diseño de metasuperficies que puedan integrar varias aplicaciones en un único dispositivo ultrafino. Sin embargo, muchas de las metasuperficies propuestas están compuestas de elementos pasivos, lo que hace imposible la sintonización activa de las propiedades electromagnéticas de salida de estos dispositivos. Los investigadores han propuesto varios enfoques para superar esta deficiencia y lograr un control activo y en tiempo real de las operaciones de las metasuperficies. Algunos de estos últimos métodos funcionan cambiando la configuración de los metaátomos o el acoplamiento electromagnético entre resonadores adyacentes, realizado mediante tecnología MEMS23,24 o sustratos flexibles25. En otros enfoques, los investigadores utilizaron materiales sintonizables como VO226,27, SrTiO328, Si29,30, perovskita31 o grafeno18,32,33 en la estructura de la celda unitaria. Se puede modular la respuesta de salida de la metasuperficie modificando las propiedades de los materiales sintonizables mediante un estímulo externo particular como calor, luz o un voltaje eléctrico. A pesar de su alta profundidad de modulación, los dispositivos sintonizados térmicamente, entre estos métodos, no poseen una velocidad de modulación considerable. El control mecánico sufre la depreciación de los componentes. Aunque la técnica óptica produce la modulación más rápida, entre todos los demás métodos, requiere una fuente óptica de entrada costosa y un equipo de bombeo de luz, lo que tiene sus dificultades. Entre los métodos de modulación nombrados para sintonizar una metasuperficie, es ventajoso el enfoque eléctrico, que tiene una velocidad de modulación y un ancho de banda adecuados, un gran rango dinámico y es compatible con CMOS. Un ejemplo de metasuperficie THz sintonizada eléctricamente es la propuesta en 34. Allí, modularon las ondas THz incidentes cambiando la polarización aplicada a las uniones Schottky formadas entre la metasuperficie y el sustrato semiconductor dopado con una velocidad de modulación en el rango de kHz. Este trabajo se convirtió en el preludio del diseño de dispositivos THz sintonizables compuestos semiconductores y metasuperficies dopados21,35,36,37,38,39, que en el mejor de los casos han proporcionado una velocidad de modulación de varios MHz. Al hibridar metasuperficies de THz con transistores pseudomórficos de alta movilidad de electrones (pHEMT)40,41,42,43,44,45,46, ha surgido recientemente un tipo diferente de moduladores de THz sintonizados eléctricamente. Aunque a través de este enfoque, la modulación de onda de THz se basa en los cambios en la concentración de portadores de capas de gas de electrones bidimensionales (2DEG) de nm de espesor mediante un voltaje de polarización eléctrica, es posible lograr la velocidad de modulación en el rango de GHz. Dichos dispositivos adolecen de deficiencias, como baja fuerza de resonancia y alta pérdida de inserción, y plantean un equilibrio entre la velocidad de modulación y la mejora de la profundidad45,46. Al colocar diodos PIN o varactor en los espacios de los resonadores de anillo dividido (SRR), se pueden convertir las resonancias de la metasuperficie en el rango de frecuencias de microondas. Esta conversión de modo resonante puede incluir la conversión de inductor-condensador (LC) a LC o LC a un dipolo.

En este artículo, mostramos el procedimiento para diseñar un modulador binario de metasuperficie de THz que consta de SRR cuyos espacios se llenan con Si, formando diodos Schottky. Este modulador binario de THz modula la transmisión copolarizada de ondas de THz al convertir dos modos resonantes LC a un modo dipolo en el rango de frecuencia de 0,2 a 1 THz mediante la conmutación del voltaje de polarización eléctrica de inverso a directo a través de los diodos Schottky formados entre n- Si dopado y metales que forman los SRR.

La Figura 1a muestra una vista superior esquemática (x – y) de una porción del modulador binario THz de metasuperficie propuesto, que consta de una matriz de 18 × 20 celdas unitarias diseñadas en una oblea de Si-sobre-aislante. La Figura 1b muestra una representación esquemática en 3D de la celda unitaria, compuesta por cuatro diodos Schottky de Au/n-Si paralelos interconectados a través de dos puertas de Au y dos contactos óhmicos de túnel estándar de baja resistencia (Al/n++-Si). La Figura 1c muestra una vista en sección transversal 2D de esta celda unitaria, girada en un plano rz para mostrar dos diodos Schottky de Al/n++-Si/n-Si/Au adyacentes simétricamente alrededor de una puerta Au conjunta.

(a) Una vista superior esquemática (x – y) del modulador THz de metasuperficie con interconexiones locales y globales y almohadillas de polarización; (b) una representación 3D de la celda unitaria que constituye la metasuperficie; (c) una vista lateral 2D (plano rz) de la celda unitaria, girada para mostrar los dos diodos Schottky adyacentes (de cuatro) alrededor de una sola puerta Au simétricamente.

Como se ve en la Figura 1a, dos tipos de líneas metálicas (Au y Al) interconectan las celdas unitarias (en paralelo) y proporcionan el camino hacia la fuente de polarización externa. La Tabla 1 enumera los parámetros geométricos y físicos de la celda unitaria y sus constituyentes. La litografía por haz de electrones (EBL) es la técnica más flexible para la impresión directa de tamaños de características submicrométricas (Tabla 1) con tolerancias que tienen efectos insignificantes en las características del dispositivo47,48,49.

Resolver la conocida ecuación de Poisson mediante el método de elementos finitos (MEF), considerando los parámetros dados en la Tabla 1, y la aproximación de Joyce-Dixon50

Hemos calculado el diagrama de bandas de energía a través de la capa de Si en cada unión Schottky, para obtener una idea de la electrostática del dispositivo. Aquí, kB, T, EC y EF son la constante de Boltzmann, la temperatura, el nivel de energía de conducción y el nivel de Fermi. Las curvas sólidas en la Fig. 2 muestran los diagramas de bandas en dos regiones de Si adyacentes a una única puerta de Au, en equilibrio térmico (azul), polarización directa de VFB = (Φbi − kBT)/q≈ 0,49 V (rojo), y dos polarizaciones inversas de VR = 1 (magenta) y 5 V (verde). Las curvas discontinuas representan la variación de los niveles cuasi-Fermi en ambas uniones. En estos cálculos, asumimos una interfaz Schottky ideal. Porque lo que influye significativamente en nuestro diseño es el funcionamiento conceptual de cada diodo Schottky más que los factores de idealidad del diodo51.

Diagramas de bandas de energía de los dos diodos Schottky adyacentes de la Fig. 1c en equilibrio térmico (azul sólido), la polarización directa de VA = + 0,49 V (rojo sólido) y las polarizaciones inversas de VA = − 1 V (magenta) y VA = − 5 V (verde fijo). Las curvas discontinuas representan los niveles cuasi-Fermi correspondientes. El recuadro muestra el circuito equivalente de un diodo Schottky.

Para explicar el mecanismo de modulación de la transmisión de una onda de THz incidente a través de la estructura, primero, consideramos el modelo de circuito de señal pequeña de un diodo Schottky, como se muestra en el recuadro de la Fig. 2. Los elementos RS, Rj y Cj representan la resistencia en serie del diodo, la resistencia de unión variable y la capacitancia. Se puede calcular la capacitancia de la unión con alta precisión para los voltajes aplicados de VA < (Φbi − 6kBT)/q usando52,53:

Sin embargo, para VA = + 0,49 V, se puede ignorar el efecto de Cj. Considere iluminar la metasuperficie propuesta mediante una pequeña señal de onda electromagnética de THz. El componente en el plano del campo THz puede mover portadoras en las regiones conductoras del SRR. El componente del campo eléctrico normal a las paredes laterales de las regiones de agotamiento en los diodos Schottky (es decir, los espacios SRR) separa las cargas positivas y negativas, acumulándolas en las paredes laterales opuestas de los espacios SRR. En otras palabras, la señal THz carga/descarga los elementos capacitivos. Estos elementos capacitivos dependientes de la polarización que son casi independientes de la frecuencia con las partes metálicas inductivas adyacentes inducen resonancia LC en cada SRR. En otras palabras, la pequeña amplitud de la señal THz (es decir, << |VA|) provoca una variación insignificante en el ancho de la capa de agotamiento. Además, el tiempo de relajación dieléctrica del semiconductor determina la respuesta temporal de los portadores mayoritarios en los diodos Schottky (es decir, del orden de ps)51. Como lo demuestran las curvas verdes sólidas en la Fig. 2, las regiones n-Si de los diodos Schottky en VR = 5 V se agotan casi por completo de los electrones, maximizando el efecto de Cj en la resonancia LC. Nuestras simulaciones muestran que el campo eléctrico máximo dentro de la unión en VR = 5 V es menor que la resistencia electrostática (campo de ruptura) para el n-Si en una unión abrupta54. Las curvas rojas sólidas en la Fig. 2 muestran como VF →(Φbi−kBT)/q, la región de agotamiento disminuye, haciendo que el efecto del elemento capacitivo sea ignorable en la resonancia LC debido al predominio de la corriente de conducción sobre la corriente de desplazamiento51. 53. En otras palabras, con esta polarización directa particular, los modos de resonancia LC se amortiguan y sólo se excita una resonancia dipolar eléctrica en los resonadores. Para 0 < VA < +0,49 V, la ruta conductora no es lo suficientemente buena para proporcionar la resonancia dipolar deseada. La conversión de la resonancia LC en polarización inversa a la resonancia dipolar en polarización directa es la base para la modulación de la onda THz incidente.

La pequeña resistencia de la unión de señal (Rj en el recuadro de la Fig. 2) es 55,56:

donde η≈ 1,66, A = h × wR y A* = 246 A∙(K cm)−257 son el factor de idealidad, el área de la sección transversal y la constante de Richardson efectiva para los electrones en diodos Schottky de Si. Tenga en cuenta que adoptamos el valor de η de 58 para ser realistas.

La resistencia en serie RS es la suma de las resistencias que se originan en el contacto óhmico (Al/n++–Si) y la región casi neutra del n-Si bajo la polarización dada. Se puede ignorar fácilmente la parte de la resistencia en serie relacionada con el Al/n++-Si debido al fuerte dopaje (1020 cm-3) de la región n++. Además, para calcular la porción de RS relacionada con la región Si no agotada en la estructura, se puede usar la parte real de la impedancia en serie propuesta por 59,60, tomando los efectos destructivos de alta frecuencia de la inercia del portador de carga, la relajación dieléctrica, y el efecto de la piel en cuenta. Aunque el método se prescribió originalmente para diodos Schottky con secciones transversales circulares, puede usarse para estimar las impedancias en serie de diodos Schottky con secciones transversales rectangulares61.

Para representar la modulación de la onda THz incidente por la metasuperficie propuesta, realizamos una simulación electromagnética de onda completa en 3D de la celda unitaria de la figura 1b, empleando el método de elementos finitos (FEM). La aplicación de condiciones de contorno periódicas en las direcciones xey retrata la periodicidad 2D de la metasuperficie. Para la precisión de los resultados de la simulación, lo importante aquí es el modelado preciso de los diodos Schottky con polarización inversa y directa en la simulación electromagnética. Como se muestra en la Fig. 1a, el campo eléctrico de la onda THz incidente que normalmente incide sobre el modulador de la metasuperficie está a lo largo del eje x (Ex) para que pueda excitar la resonancia LC típica en cada SRR para VR = 5V. En esta situación, el componente del campo eléctrico perpendicular a las paredes laterales de los espacios del SRR induce una corriente eléctrica circular en el anillo metálico del SRR. Aunque la resonancia magnética más fuerte del SRR está inactiva porque Hz = 0, la corriente eléctrica inducida produce un dipolo magnético normal al plano SRR. Estas resonancias se conocen como resonancias magnéticas generadas eléctricamente62,63. Considerando una matriz infinita, no hay radiación fuera del plano para estos dipolos magnéticos en condiciones de incidencia normal. Sin embargo, la periodicidad inferior a la longitud de onda de la estructura propuesta hace que la radiación total en el plano sea insignificante. Además, los dipolos eléctricos inducidos en las regiones de agotamiento de las uniones Schottky irradian en la dirección normal, lo que resulta en transmisión y reflexión copolarizadas. Además de esta resonancia magnética, pueden ocurrir otras resonancias a frecuencias más altas dentro de la zona armónica de Floquet de orden cero en propagación, atribuidas a los modos de orden superior de la distribución de corriente 64. Es digno de mención que una onda incidente polarizada en y no puede excitar En cada SRR tiene lugar cualquier resonancia LC y sólo una resonancia dipolar eléctrica. Además, utilizamos el modelo de Drude para describir la conductividad (σS) y la permitividad relativa (εS) de cada segmento de Si en el diodo Schottky en el rango de THz40,42,65:

y

donde ω, σ0 = qμene y ωs = q/me*μe representan la frecuencia angular, la conductividad del Si DC, la frecuencia de dispersión o la tasa de amortiguación. Observe que ne (es decir, la concentración de electrones) en la sección empobrecida del diodo Schottky para VR = 5 V es ~ ne ≈ 1 × 107 cm−3. Para la movilidad de electrones (μe) y la masa efectiva de conductividad (me*) en n- y n++-Si, consulte la Tabla 1. Usando los datos para ωs1(2) ≈ 89,1 (13,7) × 1012 rad∙s−1 para n - y n++-Si y Ec. (4a), hemos calculado σS versus la frecuencia de la señal incidente. Las curvas azul sólida y magenta discontinua en la Fig. 3a representan la parte real de σS (ω) para la región n ++ (eje izquierdo) y completamente agotada (eje derecho) con el sesgo inverso dado. La conductividad eléctrica insignificante de la región n empobrecida, en comparación con la de la región n++-Si altamente conductora, revela que esta región se comporta como un cuasi aislante.

La conductividad de Drude σS versus la frecuencia para n++-Si (sólido azul) y toda la región n empobrecida en VR = 5 V (magenta discontinuo); (b) Re ZS (azul sólido) e Im ZS (magenta discontinuo) para la región n no agotada en VF = 0,49 V.

Los diodos Schottky en polarización directa (VF = 0,49 V) se vuelven conductores. Así, a diferencia del caso inverso, debemos tener en cuenta el efecto de la resistencia de la unión, ignorando el impacto de la capacitancia de la unión, como se indicó en el apartado anterior. En este caso, debemos modelar los diodos Schottky mediante el modelo concentrado en la simulación, empleando la impedancia en serie de cada región n-Si con el supuesto de que no hay agotamiento 60:

donde ωd = σ0/ε0εr2 representa la frecuencia de relajación dieléctrica en Si. Mediante esta descripción, en la simulación 59,60 se consideran los efectos destructivos asociados con la inercia del portador de carga y la corriente de desplazamiento que aumentan la impedancia en serie de los diodos Schottky.

En la polarización directa, reemplazamos la región n-Si en cada diodo Schottky con la impedancia del elemento concentrado, es decir, ZS +Rj. La línea azul sólida y los guiones magenta en la Fig. 3b representan Re ZS (eje izquierdo) e Im ZS (eje derecho). Esta figura muestra Im ZS ≪Re (ZS)+Rj. Por lo tanto, el elemento concentrado puede considerarse puramente resistivo, es decir, Re (ZS)+Rj. Aquí también, el n++-Si está modelado por la ecuación. (4).

Para caracterizar el modulador, evaluamos el espectro del coeficiente de transmisión copolarizado, definido como la relación entre el componente x de la amplitud del campo eléctrico de salida y su contraparte de entrada (es decir, txx = |Ex-out|/|Ex- en|). Es de destacar que los componentes con polarización cruzada son insignificantes debido a la simetría con respecto al eje y. La línea azul discontinua (sólida) en la Fig. 4a representa el espectro calculado con polarización inversa (directa). La curva discontinua muestra que, a VR = 5 V, hay tres resonancias significativas manifestadas por los mínimos de transmisión a 0,26, 0,48 y 0,95 THz. Las figuras 4b-d demuestran las distribuciones de las corrientes superficiales en estas resonancias. La resonancia a 0,26 THz es una resonancia dipolar, en la que la corriente superficial se acumula en un camino que consta de las interconexiones locales de cuatro celdas unitarias adyacentes (Fig. 4b). Para incorporar las líneas de polarización en la estructura plana, hemos diseñado las interconexiones locales y globales de esta manera por dos razones. Primero, las interconexiones globales están alineadas en la dirección y para tener un efecto mínimo en la respuesta del dispositivo electromagnético. En segundo lugar, las longitudes de las interconexiones locales se eligen de modo que la resonancia correspondiente (a 0,26 THz) esté aislada de las otras dos resonancias relacionadas con el SRR. La resonancia LC típica del SRR ocurre a 0,48 THz, y la distribución de corriente superficial correspondiente en la Fig. 4c muestra que una corriente circulante fluye con un solo punto máximo. El perímetro efectivo del SRR en esta resonancia LC es leff ≈ λeff/2, en el que λeff es la longitud de onda de resonancia correspondiente. Además, en esta resonancia, conocida como resonancia magnética, se confina un fuerte campo eléctrico en las regiones de agotamiento de las uniones Schottky. La tercera resonancia en la transmisión a 0,95 THz también tiene lugar en el SRR. Esta resonancia no es un armónico de Floquet de alto orden porque su frecuencia no se altera con el cambio de periodicidad (según (6)). Entonces, es otra resonancia SRR LC dentro de la zona de Floquet de orden cero. Según la Fig. 4d, el SRR resuena en esta frecuencia debido al modo de tercer orden de la distribución actual con tres puntos máximos y la longitud de onda de resonancia estimada de λeff ≈ 2 leff /3. La excitación de las resonancias LC y las frecuencias correspondientes dependen del número y la posición de las uniones Schottky en el resonador anular. Porque la orientación de las capas de agotamiento en relación con la polarización del campo eléctrico incidente cambia el valor de la capacitancia, cambiando las frecuencias de resonancia de los LC. Cuanto mayor sea el número de uniones Schottky, menor será la inductancia total (L) que se origina en las regiones conductoras de cada SRR, es decir, Au, Al y n++-Si. Además, colocar las uniones Schottky en posiciones donde los picos de corriente superficial hacen que las resonancias LC se amortigüen.

(a) Los espectros de amplitud de transmisión copolarizada en el frente (azul sólido) y en el inverso (azul discontinuo) y los espectros de fase en el frente (guiones punteados magenta) y en el inverso (puntos magenta), (b) – (d) el distribuciones de corriente superficial en la resonancia dipolar de 0,26 THz y frecuencias de resonancia LC de 0,48 y 0,95 THz, obtenidas en polarización inversa, (e) las distribuciones de corriente superficial en la frecuencia de resonancia dipolar de 0,74 THz obtenidas en polarización directa.

Además, la curva azul sólida en la Fig. 4a muestra la transmisión copolarizada a través de la metasuperficie, con una polarización directa de VF = 0,49 V, exhibe una amplia resonancia dipolar a ~ 0,74 THz, mientras que los modos resonantes LC están amortiguados. En otras palabras, la región de agotamiento en cada segmento de n-Si ha desaparecido, provocando un cortocircuito en los contactos de Au y n-Si en cada SRR. Por lo tanto, la resonancia tipo dipolo en cada SRR disfruta de una distribución de corriente superficial que se muestra en la Fig. 4e. Además, la resonancia dipolar a 0,26 THz desaparece porque los contactos Schottky conductores alargan el camino de la corriente, desplazando la resonancia dipolar correspondiente a una frecuencia mucho más baja. Este cambio es la causa de la reducción de la transmisión hacia frecuencias más bajas observada en la curva azul continua. Este control activo de los modos resonantes de la metasuperficie y la conversión de resonancias LC a una resonancia dipolar alterando la polarización eléctrica de las uniones Schottky de inversa a directa y viceversa da como resultado una modulación eficiente de las ondas THz incidentes en estas frecuencias de resonancia. Las profundidades de modulación correspondientes, es decir, MD = (tmax−tmin)/tmax con min y max indicando los valores mínimo y máximo, se dan en la Tabla 2.

Según la relación Kramers-Kroning, donde la modulación de amplitud es máxima, la modulación de fase es mínima, y ​​viceversa44. Por lo tanto, investigamos el cambio de fase de la radiación THz por parte del modulador. Los puntos magenta y los puntos y rayas en la Fig. 4a representan los espectros de la fase de transmisión copolarizada para el modulador de metasuperficie con las polarizaciones directa e inversa dadas. Cada uno muestra un salto de fase alrededor de la resonancia correspondiente, independientemente de su tipo (LC o dipolo), cuya altura depende de la fuerza de resonancia. En la Fig. 4a, se puede ver que en las frecuencias para las cuales el cambio en la amplitud de transmisión es mayor, la modulación de fase es la más pequeña. Además, el salto de fase más significativo de ~114° en la resonancia LC se produce alrededor de 0,95 THz. También logramos la modulación de fase más alta de ~64,2° que aparece a ~0,86 THz con menos de un cambio de 5,5 V en la polarización aplicada. Es el doble que el modulador basado en Schottky reportado en 36, obtenido con un cambio de polarización aproximadamente tres veces mayor (16 V). Por lo tanto, podemos utilizar este modulador de fase para diseñar desfasadores de THz.

Para la validación de los resultados que acabamos de informar, podemos utilizar un modelo de circuito equivalente para cada caso de sesgo. Teóricamente, se puede utilizar un modelo de circuito concentrado apropiado para analizar superficies selectivas de frecuencia periódica (FSS) si la frecuencia de funcionamiento (f0) es mucho más baja que la frecuencia de corte del primer modo de orden superior (lóbulo de rejilla)64,66.

donde εr es la constante dieléctrica de los medios que rodean al FSS, donde m (n) = 0, ± 1, ± 2,…, corresponde al orden de los armónicos de Floquet excitados debido a la periodicidad del FSS bajo incidencia normal. Considere una onda electromagnética de frecuencia f0 que incide normalmente sobre un SFS como las metasuperficies propuestas, satisfaciendo la condición fcmn ≫ f0 (aquí, myn indican el orden del primer modo de orden superior). Por lo tanto, sólo se propaga su armónico floquet fundamental y los modos de orden superior evanescen.

Las Figuras 5a yb ilustran el modelo de circuito equivalente de la metasuperficie con polarización inversa y polarización directa, respectivamente. Cada rama del modelo de polarización inversa (es decir, un inductor, un condensador y una resistencia en serie) representa una de las tres resonancias (es decir, una resonancia dipolar y dos resonancias LC) etiquetadas con los índices 1, 2 y 3. está bien establecido para modelar el SRR con un modelo de circuito agrupado RLC en serie en el que R, L y C representan la pérdida en regiones metálicas y de alta conductividad, la inductancia del anillo conductor y la capacitancia total de los espacios, respectivamente. . Por tanto, este modelo, obtenido a partir de la geometría del elemento, puede describir el comportamiento físico de la estructura pero sólo en la resonancia magnética fundamental del SRR (aquí a 0,48 THz). Sin embargo, se puede ampliar el modelo de circuito, incluida la otra resonancia dentro de la zona propagativa de Floquet de orden cero que se origina en la distribución de corriente de tercer orden, considerando algunos elementos agrupados adicionales. Sin embargo, no existe ninguna interpretación física para el modelo ampliado64. Por otro lado, la fase de transmisión (Fig. 4a) alrededor de las resonancias revela que la impedancia de la metasuperficie es capacitiva antes de cada resonancia y luego se vuelve inductiva, como un circuito RLC en serie. Explotamos el método descrito en 64,67 para evaluar sus cantidades (consulte el suplemento para obtener más detalles).

El modelo de circuito equivalente de la metasuperficie para (a) polarización inversa y (b) directa de Schottky, (c) Los espectros de transmisión obtenidos del modelo de circuito equivalente (puntos magenta y curva de puntos y rayas) y la onda completa. Simulación (curva azul discontinua y continua) en presencia de pérdidas óhmicas para casos de polarización inversa y directa.

Las cantidades optimizadas de los elementos agrupados de los modelos de circuito equivalente se dan en la Tabla 3. Los puntos magenta y los puntos y rayas en la Fig. 5c representan los espectros de la transmitancia (| tCM | 2) en dB relacionados con el modelo de circuito equivalente. en polarización inversa y directa, utilizando cantidades en la Tabla 3. La curva discontinua azul y la curva sólida en la Fig. 5c caracterizan la transmitancia (| tEM | 2) en dB a través de la metasuperficie con polarización inversa y directa, obtenida a partir del espectro electromagnético completo. -simulación de ondas. Una comparación rápida revela excelentes coincidencias entre los espectros de transmitancia obtenidos con ambos métodos para cualquiera de las dos condiciones de polarización en casi todo el rango de frecuencia mostrado.

El funcionamiento deseado del modulador binario de metasuperficie propuesto depende de la velocidad de conmutación adecuada de los diodos Schottky entre los estados encendido y apagado. El enfoque analítico para estimar la velocidad de conmutación aquí es el uso de la frecuencia de corte de los diodos Schottky (es decir, fC = 1/(2πRSCj0), ignorando las capacitancias parásitas)59,68, lo que indica los límites superiores de la velocidad de cambio de los diodos. entre los estados encendido y apagado. Observe que Cj0 ≈ 5,63 fF (configurando VA=0 en la ecuación (2)) y RS = Re [ZS1(ω) + ZS2(ω)], ignorando el efecto de piel debido a las áreas de sección transversal idénticas de Schottky y contactos óhmicos. Aquí, ZS1(2)(ω) sigue la ecuación. (5) para la región no agotada de n (n++)-Si. En el cálculo de fC, consideramos el peor caso, dando la velocidad de conmutación más pequeña de los diodos (es decir, para la mayor capacitancia de unión y resistencia en serie posibles para los parámetros físicos y geométricos dados). Tenga en cuenta que para obtener la frecuencia de corte de la metasuperficie, debemos considerar su capacitancia efectiva y su resistencia total en serie, sabiendo que las N celdas unitarias en la matriz y las cuatro uniones Schottky en cada celda unitaria están conectadas en paralelo. Por lo tanto, el producto de la resistencia total en serie del conjunto y la capacitancia efectiva es igual a RSCj0 para un diodo individual. En otras palabras, la frecuencia de corte de una única unión Schottky representa el límite superior de la velocidad de conmutación del conjunto de diodos Schottky entre los estados encendido y apagado, lo que da como resultado fC = 0,82 THz.

En este artículo propusimos un modulador THz binario de metasuperficie sintonizable eléctricamente de una sola capa. La celda unitaria de metasuperficie es un resonador de anillo dividido compuesto por dos pares de diodos Schottky de puerta común Au/n-Si/n++-Si/Al, ideados sobre un sustrato de Si-sobre-aislante. La modulación deseada se vuelve posible cuando los diodos Schottky se conmutan entre dos polarizaciones directa e inversa particulares, es decir, estados encendido y apagado. Esta función de conmutación permite la conversión de resonancia dipolo a resonancia LC y viceversa. El papel de las interconexiones metálicas locales y globales (Au o Al) es crucial en este diseño. Su diseño ha dado lugar a una resonancia dipolo a 0,26 THz que está aislada de las dos resonancias LC relacionadas con los SRR (es decir, 0,48 y 0,95 THz) y tiene un efecto mínimo sobre la respuesta electromagnética del modulador. Las profundidades de modulación máxima y mínima obtenidas para este modulador de amplitud binario son del 87% (con la resonancia LC de 0,95 THz) y del 45% (con la única resonancia dipolar de 0,74 THz). Además, la modulación de fase conseguida es de 1,12 rad a 0,86 THz. Además, la velocidad de conmutación del conjunto de diodos Schottky, ignorando los efectos de otras capacitancias parásitas, se estima en 820 GHz. Teniendo en cuenta las capacitancias parásitas, se puede obtener una velocidad de conmutación de aproximadamente varias decenas de GHz a expensas de un cambio de polarización de menos de 5,5 V. Esta velocidad es mucho más rápida que la de otros moduladores basados ​​en diodos Schottky reportados en la literatura que se pueden obtener con un cambio de voltaje más alto. Estas impresionantes profundidades y velocidades de modulación hacen que el modulador de THz propuesto sea una opción potencial para diversas aplicaciones de THz, como comunicaciones e imágenes de THz.

Los datos subyacentes a los resultados presentados en este artículo no están disponibles públicamente en este momento, pero pueden obtenerse del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Saeedeh Ahadi y Mohammad Kazem Moravvej-Farshi

Escuela de Ingeniería Eléctrica e Informática, Facultad de Ingeniería, Universidad de Teherán, Teherán, 1439957131, Irán

Mohamed Neshat

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SA: Conceptualización, Curación de datos, Análisis formal, Investigación, Metodología, Redacción del borrador original; MN: Supervisión, Validación, Visualización, Redacción: revisión y edición; MKM-F.: Adquisición de fondos, Administración de proyectos, Recursos, Supervisión, Validación, Redacción: revisión y edición.

Correspondencia a Mohammad Kazem Moravvej-Farshi.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Ahadi, S., Neshat, M. & Moravvej-Farshi, MK Modulador binario de THz basado en metasuperficie Schottky de silicio. Representante científico 12, 18871 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-23534-w

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Recibido: 16 de junio de 2022

Aceptado: 01 de noviembre de 2022

Publicado: 07 de noviembre de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-23534-w

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