Come migliorare l'efficienza di un laser Raman in cavità nanostrutturate di silicio?

Il valore calcolato tramite il metodo delle differenze finite nel dominio del tempo (FDTD) in tre dimensioni è in realtà più di un ordine di grandezza superiore al prodotto $Q_p \cdot Q_S$ osservato sperimentalmente. Nelle nanocavità a eterostruttura, i valori di $Q$ sperimentali sono generalmente inferiori rispetto a quelli teorici, poiché il raggio, la posizione e l'angolo delle pareti laterali dei fori d'aria deviano dai valori ideali, causando perdite di dispersione nella nanocavità. Inoltre, impurità e difetti sulla superficie e all'interno del resonatore di silicio assorbono la luce, riducendo ulteriormente il valore sperimentale di $Q$, poiché ciò provoca perdite per assorbimento nel resonatore stesso.

La spaziatura in frequenza $\Delta f = f_p - f_S = c/\lambda_p - c/\lambda_S$ tra questi modi di nanocavità può essere sintonizzata sulla frequenza di Raman della nanocavità di silicio, che è pari a 15.606 THz. Ciò avviene modificando il raggio dei fori d'aria come mostrato nella figura 4.13a. Questa sintonizzabilità è il risultato della differenza intrinseca di parità, che fa sì che le densità di campo elettrico dei due modi all'interno dei fori d'aria siano fondamentalmente disuguali. Comodamente, la $\Delta f$ nelle figure 4.10 e 4.12 si allinea strettamente con 15.606 THz quando la costante reticolare $a$ viene impostata per funzionare all'interno delle bande di telecomunicazione tra 1.30 e 1.60 µm.

Infine, è fondamentale sottolineare che una nanocavità a eterostruttura può ottenere un alto guadagno Raman se fabbricata lungo una specifica direzione cristallografica del substrato di silicio-on-insulator (SOI). La figura 4.14a mostra la distribuzione calcolata dei componenti del campo elettrico lungo l'asse x ed y per il modo di cavità di pompaggio, denotati come $E_x^{pump}$ ed $E_y^{pump}$, rispettivamente. In modo simile, la figura 4.14b mostra le distribuzioni di campo elettrico corrispondenti per il modo di cavità Stokes, etichettato come $E_x^{Stokes}$ ed $E_y^{Stokes}$. Poiché i due modi provengono da modalità di propagazione differenti, i componenti del campo $E_x^{pump}$ e $E_x^{Stokes}$ mostrano parità distinte. Tuttavia, i componenti incrociati del campo, come $E_x^{pump}$ e $E_y^{Stokes}$, possiedono la stessa simmetria di linea e presentano distribuzioni simili.

Questa scoperta è cruciale, poiché dimostra che una coppia unica di modi può significativamente migliorare il guadagno Raman scegliendo con cura l'orientamento cristallografico in cui viene fabbricata la nanocavità. Se il dispositivo è costruito su un substrato standard di silicio-on-insulator (100), l'asse x della nanocavità può allinearsi con una delle direzioni cristallografiche [100] o [110] del silicio. Ciò consente di ottimizzare la distribuzione del campo elettrico per ottenere l'efficienza ottimale nel processo di scattering Raman, come illustrato nel modello microscopico della figura 4.14c.

Per ottenere il massimo delle prestazioni, è cruciale che la nanocavità sia fabbricata tenendo conto delle specifiche caratteristiche di cristallinità e delle modalità di propagazione, ottimizzando la geometria e il tuning della frequenza di Raman. Questo approccio consente di ridurre la soglia di eccitazione, migliorare l'efficienza del laser Raman e ottenere dispositivi con una bassa potenza di soglia, essenziali per le applicazioni future nelle telecomunicazioni e nella fotonica integrata.

Come la Coupling Eccitone-Plasmon Modifica le Proprietà Ottiche degli Aggregati di J: Dall'Eccitazione agli Stati Superradianti

Il modello adottato considera un accoppiamento tra i monomeri vicini e i plasmoni superficiali, mantenendo una simmetria omogenea di orientamenti per tutti i monomeri e utilizzando un valore costante per la costante di accoppiamento $J_P$, dal momento che la lunghezza di propagazione della modalità SPP è significativamente più lunga rispetto alla lunghezza della catena di monomeri. In assenza di accoppiamento agli SPP ($J_P = 0 \, eV$), gli spettri ottici derivanti dalla teoria degli eccitoni di Frenkel mostrano comportamenti tipici in cui la luce lontana non può eccitare direttamente le modalità SPP. Tuttavia, quando l'accoppiamento agli SPP è presente, la situazione cambia. Le funzioni d'onda degli eccitoni locali si spostano da uno stato di localizzazione verso stati più delocalizzati, a causa del fatto che il campo plasmonico può indurre un accoppiamento tra stati energeticamente vicini ma spazialmente separati.

Un altro effetto interessante dell'accoppiamento eccitone-SPP è la riduzione della larghezza della linea e della dispersione inomogenea nelle spettri 2DES, che è stata osservata sperimentalmente. Questo fenomeno è stato spiegato con il fatto che l'accoppiamento agli SPP riduce l'effetto del disordine, aumentando la coerenza spaziale degli eccitoni e migliorando il trasporto dell'energia eccitonica. Inoltre, i risultati mostrano come l'aggregato di squaraine, quando depositato su un substrato d'oro, abbia una lunghezza di coerenza eccitonica significativamente aumentata, una proprietà che risulta fondamentale per le applicazioni ottoelettroniche.

L'accoppiamento tra gli eccitoni e i plasmoni sulla superficie metallica non solo ha un impatto sulle proprietà ottiche lineari, ma influenza anche i comportamenti di eccitazione non lineare, facendo sì che il sistema acquisti caratteristiche tipiche dei sistemi accoppiati fortemente, come nel caso delle transizioni X-XX e 0-X. Questi risultati sono in accordo con la simulazione teorica, che prevede che le transizioni nel dominio non lineare siano amplificate dalla presenza di modalità SPP.

In sintesi, l'inclusione dell'accoppiamento eccitone-SPP in aggregati molecolari come quelli di squaraine offre un percorso promettente per manipolare le proprietà ottiche ed elettroniche dei materiali organici, migliorando significativamente la coerenza eccitonica e riducendo gli effetti di disordine, con un potenziale per applicazioni avanzate nell'ambito della nano-optoelettronica e della fotonica quantistica.