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Die
vorliegende Erfindung bezieht sich auf eine optische Interferenzanordnung
zur Einkopplung von elektromagnetischer Strahlung in einen photonischen
Kristall oder einen Quasikristall. Eine solche Interferenzanordnung
ermöglicht und realisiert eine Anregung mindestens einer
optischen Mode des photonischen Kristalls oder Quasikristalls durch
die eingekoppelte Strahlung. Die vorliegende Erfindung bezieht sich
darüber hinaus auf ein Herstellungsverfahren für
eine solche optische Interferenzanordnung und auf ein entsprechendes
Arbeitsverfahren zur Einkopplung von elektromagnetischer Strahlung
in einen photonischen Kristall oder Quasikristall.
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Photonische
Kristalle sind periodisch strukturierte Materialien, die durch zwei
verschiedene Dielektri zitätskonstanten gekennzeichnet sind
und sich in vielfacher Hinsicht durch optische Eigenschaften auszeichnen,
die von homogenen Medien abweichen. Photonische Quasikristalle sind
aperiodische Anordnungen von Strukturelementen, die zwar nicht über
Translationssymmetrie verfügen, jedoch über eine
sich wiederholende Nahordnung. Sofern nicht anders gesagt, kann
ein photonischer Quasikristall im Rahmen der vorliegenden Erfindung
ebenso (hinsichtlich der Einkopplung von elektromagnetischer Strahlung)
angekoppelt werden wie ein photonischer Kristall. Nachfolgend wird
für diese beiden Kristalltypen zusammengenommen auch die
Abkürzung ”PhC” verwendet. Im Einzelfall
kann mit dieser Abkürzung jedoch auch ein photonischer
Kristall im engeren Sinne bezeichnet werden. Was jeweils gemeint ist,
erschließt sich dem Fachmann aus dem jeweiligen Zusammenhang.
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Bei
PhC existieren Frequenzbereiche, bei denen die Lichtausbreitung
bei bestimmten Polarisationen, bei bestimmten Wellenvektoren oder
sogar gänzlich unterdrückt wird. In Analogie zu
Festkörpern mit elektronischen Bandlücken, wie
sie z. B. in der Mikroelektronik genutzt werden, handelt es sich
um sogenannte photonische Bandlücken, die sich durch die
gezielte Einführung funktionaler Strukturdefekte für
den Betrieb photonischer (d. h. lichtbasierter) Mikrobauelemente
nutzen lassen; z. B. als Wellenleiter, Mikroresonatoren oder als
optische Schalter.
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Da
in photonische Kristalle integrierte Lichtquellen und Detektoren
nur schwer zu realisieren sind, ist eine effiziente Ein- und Auskopplung
von Licht in photonische Kristalle und Mikrobauelemente von großer
Wichtigkeit.
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Bisherige
Einkoppelstrukturen nutzen eine einfache Stoßkopplung,
teilweise in Verbindung mit einer Taperung des dielektrischen Wellenleiters
zur Modenfeldanpassung (s.
EP
1 666 940 A1 ). Alternativ wurde in PhC-Taperstrukturen
eingekoppelt, wobei die Kopplungseffizienz durch spezielle Punktdefekte
verbessert wurde (s.
WO
2004/017113 A1 ).
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Die
bisherigen Einkoppelstrukturen weisen jedoch oftmals Defizite hinsichtlich
eines Überlapps der Modenfelder der einkoppelnden Struktur
und des PhC-Wellenleiters, in den mit dieser Struktur eingekoppelt
wird, auf. Insbesondere bei komplex geformten PhC-Modenfeldern,
wie sie bei höheren Moden in fundamentalen Bandlücken
und erst recht bei Wellenleitermoden in Bandlücken höherer
Ordnung vorkommen, reichen die bekannten Kopplungstypen oft nicht
mehr aus.
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Die
Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es daher, ausgehend vom Stand
der Technik, eine verbesserte Einkoppelstruktur zur Einkopplung
in photonische Kristalle oder Quasikristalle zur Verfügung
zu stellen, die insbesondere den Überlapp der Modenfelder
der einkoppelnden Struktur und des PhC (in den mit der Struktur
eingekoppelt wird) optimieren.
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Diese
Aufgabe wird durch eine optische Interferenzanordnung gemäß Anspruch
1, durch ein Herstellungsverfahren gemäß Anspruch
39 sowie durch ein Arbeitsverfahren gemäß Anspruch
40 gelöst. Vorteilhafte Ausgestaltungsformen der erfindungsgemäßen
Interferenzanordnung bzw. der erfindungsgemäßen
Verfahren lassen sich jeweils den abhängigen Ansprüchen
entnehmen.
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Nachfolgend
wird die vorliegende Erfindung zunächst allgemein, dann
in Form von Ausführungsbeispielen beschrieben. Die einzelnen
erfindungsgemäßen Merkmale, die in den Ausführungsbeispielen in
beispielhaften Konfigurationen in Kombination miteinander verwirklicht
sind, müssen im Rahmen der vorliegenden Erfindung (die
durch die anhängenden Ansprüche in ihrem Schutzumfang
bestimmt wird) nicht in genau den gezeigten Beispielkombinationen verwirklicht
sein, sondern können auch in anderen Kombinationen verwirklicht
werden. Insbesondere können einzelne Merkmale der gezeigten
Beispielkombinationen weggelassen werden oder auch mit anderen Einzelmerkmalen
anders als gezeigt kombiniert werden.
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Das
Grundprinzip der vorliegenden Erfindung basiert darauf, die bisher
verwendeten einfachen Kopplungsstrukturen durch komplexe, modenspezifische
Einkopplungsstrukturen zu ersetzen, die durch simultane Einkopplung
zweier oder mehrerer elektromagnetischer Strahlungsfelder (insbesondere über
zwei oder mehr Streifen- oder Rippenwellenleiter) in den PhC, insbesondere
in einen PhC-Wellenleiter, einen weitaus besseren Überlapp
der Modenfelder erreichen. Hierbei erzeugen die einzelnen eingekoppelten
Strahlungsfelder bzw. die einzelnen Feldbeiträge durch
Superposition ein definiertes Interferenzmuster, das die PhC-Wellenleitermoden
anregt. Zur optimalen Anregung komplexer PhC-Moden können
dabei durch geeignete Anordnung, Ausbildung und Ausrichtung einer
Einkoppelstruktur die Intensität, die Phasenlage, der Polarisationszustand und
die Einkopplungsgeometrie (beispielsweise Einkoppelwinkel) für
die einzelnen Strahlungsfelder bzw. Feldbeiträge (also
insbesondere für die einzelnen zur Einkopplung verwendeten
Streifen- bzw. Rippenwellenleiter) in geeigneter Weise gewählt
werden. Die erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung mit
ihrer Einkoppelstruktur und ihrem PhC kann prinzipiell ebenso zur
Auskopplung von Licht aus komplexen PhC-Wellenleitermoden beispielsweise
in Rippen- oder Streifenwellenleiter verwendet werden.
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Die
erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung
verwirklicht somit eine Einkopplung von elektromagnetischer Strahlung
in den PhC nicht nur bei einfachen Lichtfeldverteilungen, sondern
auch bei sehr komplexen Moden photonischer Kristall-Bauelemente.
Die Einkopplung kann dabei insbesondere aus zwei oder mehr Streifen-
oder Rippenwellenleitern in einen photonischen Kristallwellenleiter
erfolgen, der beispielsweise in einer zweidimensional strukturierten
Schicht verlaufen kann. Die vorliegende Erfindung realisiert somit
eine Einkopplung in Moden mit komplexen Profilen (mehrere laterale Knoten)
beispielsweise durch mehrere Streifen- oder Rippenwellenleiter.
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Die
erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung
weist hierzu eine Einkoppelstruktur bzw. eine Lichtführungsvorrichtung
auf, die zwei oder mehr Lichtstrahlen an der Eintrittsstelle des
PhC der optischen Interferenzanordnung mit einer Abmessung bevorzugt
in der Größenordnung der halben Lichtwellenlänge
zusammenführt. Dabei kann die Eintrittsstelle (nachfolgend
auch als Eintrittsbereich oder Einkoppelstelle bezeichnet) auf Seiten
des PhC (insbesondere: eines PhC-Wellenleiters) strukturell modifiziert
sein. Durch die nachfolgend noch im Detail beschriebene Ausbildung,
Anordnung und Ausrichtung der Einkoppelstruktur und die sich dadurch ergebende
Interferenz mehrerer elektromagnetischer Feldbeiträge bei
der Einkopplung lässt sich eine elektromagneti sche Feldverteilung
erzielen, die mit der Feldverteilung der anzuregenden Lichtmode
im photonischen Kristall oder Quasikristall sehr gut übereinstimmt.
Damit kann in größerem Umfang elektromagnetische
Strahlung bzw. Licht eingekoppelt werden. In den PhC wird somit
erfindungsgemäß per Interferenzstruktur eingekoppelt,
bzw. es werden erfindungsgemäß modenfeldangepasste
Interferenzmuster erzeugt.
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Eine
erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung
weist hierzu neben dem photonischen Kristall oder Quasikristall
die vorbeschriebene Einkoppelstruktur auf, die so ausgebildet, angeordnet und
ausgerichtet ist, dass durch sie in einem an der Oberfläche,
auf der Oberfläche und/oder im Inneren des photonischen
Kristalls oder Quasikristalls angeordneten Eintrittsbereich (Einkoppelstelle)
des photonischen Kristalls oder Quasikristalls die mehreren elektromagnetischen
Feldbeiträge in einem vordefinierten Interferenzmuster
zur Interferenz gebracht werden.
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Wie
dies nachfolgend noch im Detail beschrieben wird, kann die Einkoppelstruktur
hierzu mehrere Strukturteilabschnitte, die insbesondere als mehrere
einzelne Wellenleiter ausgebildet sein können (insbesondere:
Streifen- oder Rippenwellenleiter), aufweisen, die so ausgebildet,
angeordnet und ausgerichtet sind, dass durch sie mehrere elektromagnetische
Strahlungsfelder oder Strahlungsfeldabschnitte in Form von mehreren
elektromagnetischen Feldbeiträgen im Eintrittsbereich zur
Interferenz gebracht werden können. Auch wenn beim Vorhandensein
mehrerer Strukturteilabschnitte letztere in der Regel als Wellenleiter
in Form von Streifen- oder Rippenwellenleitern ausgebildet sind,
so muss dies nicht der Fall sein, d. h., die Strukturteilabschnitte
können grundsätzlich auch anders strukturiert sein,
um die vorbeschriebene Funktion zu erfüllen. Nachfolgend
werden dennoch zur Vereinfachung die Begriffe des Strukturteilabschnitts,
des Wellenleiters (der Einkoppelstruktur, nicht derjenige des PhC)
und des Streifen- bzw. Rippenwellenleiters synonym verwendet.
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Wie
nachfolgend beschrieben, kann das erfindungsgemäße,
vordefinierte Interferenzmuster im Eintrittsbereich des PhC jedoch
auch (unter Verzicht auf die Strukturteilabschnitte bzw. Streifen-
oder Rippenwellenleiter) dadurch realisiert werden, dass die Einkoppelstruktur
ein optisches System zum Fokussieren und zum Erzeugen eines Interferenzmusters umfasst,
wobei das optische System so ausgebildet, angeordnet und ausgerichtet
ist, dass hierdurch mehrere elektromagnetische Strahlungsfelder
oder -feldabschnitte auf den PhC fokussierbar und in diesen einkoppelbar
und als die mehreren elektromagnetischen Feldbeiträge im
Eintrittsbereich zur Interferenz bringbar sind. Die vorliegende
Erfindung kann somit auch durch Überlagerung von Freistrahlbeiträgen
bzw. durch Freifeldeinkopplung realisiert werden. Auch dies wird
nachfolgend im Detail beschrieben.
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Die
vorliegende Erfindung lässt sich somit dadurch realisieren,
dass außerhalb des PhC mehrere Wellenleiter (Streifen-
oder Rippenwellenleiter oder auch andere Wellenleitertypen) auf
eine Stelle zulaufen (Eintrittsbereich), die ungefähr die
Größe der Gitterkonstante des photonischen Kristalls
hat, die bei photonischen Kristallen in etwa der halben Lichtwellenlänge
(also λ/2) entspricht. Innerhalb des PhC liegt dann ein
Wellenleiter vor, der eine vergleichbare Breite hat und seinerseits
im Eintrittsbereich strukturell modifiziert sein kann (beispielsweise durch
eine andere Größe oder eine andere Anordnung von
Löchern).
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Ebenso
lässt sich die vorliegende Erfindung jedoch dadurch realisieren,
dass sich außerhalb des PhC eine Fokussieroptik befindet,
die mit einer Vorrichtung zur Erzeugung komplexer Interferenzmuster (beispielsweise
Phasenplatte) verbunden ist und die auf eine Stelle (Eintrittsbereich)
der ungefähren Größe λ/2 fokussiert.
Hierzu können beispielsweise beugungsbegrenzte Linsensysteme
eingesetzt werden. Innerhalb des PhC kann wie bei der vorbeschriebenen
Variante ein Wellenleiter (beispielsweise durch ein Band bzw. eine
Anordnung von fehlenden oder verkleinerten Löchern) realisiert
sein. Es können somit verschiedenartige Strukturen zum
Einsatz kommen, um die vorliegende Erfindung zu realisieren.
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Im
Eingangsbereich des photonischen Kristalls (Eintrittsbereich) wird
somit erfindungsgemäß die Geometrie der Wellenleiter
sowie die Intensität, Phasenlage und Polarisation der von
ihnen geführten elektromagnetischen Strahlung so gewählt,
dass durch Interferenz eine Feldverteilung erreicht wird, die möglichst
optimal der Feldverteilung der Moden des photonischen Kristalls
entspricht. Diese Modenfeldanpassung kann durch unterschiedliche
geometrische Ausgestaltungen, die nachfolgend noch im Detail beschrieben
werden, realisiert sein. So ist es beispielsweise möglich,
Zuleitungswellenleiter (also Wellenleiter der verwendeten Einkoppelstruktur) nicht
direkt mit dem PhC der optischen Interferenzanordnung zu verbinden,
sondern nur bis auf einen Abstand von etwa einer Wellenlänge
an den Eintrittsbereich heranzuführen und die elektromagnetische Strahlung
(die nachfolgend alternativ auch vereinfacht als Licht bezeichnet
wird) in einen im PhC ausgebildeten Wellenleiter als evaneszente
Welle einzukoppeln. Die Zuleitungswellenleiter können dabei statt
als Streifen- oder Rippenwellenleiter auch beispielsweise als Wellenleiter
ausgebildet sein, die aus gekoppelten Mikroresonatoren bestehen.
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Soll
im PhC der optischen Interferenzanordnung eine lokale, lateral begrenzte
Lichtleitung realisiert werden (PhC-Wellenleiter), so muss der verwendete
Kristall die vorbeschriebene photonische Bandlücke (Wellenlängenbereich,
bei dem keine Lichtleitung möglich ist) aufweisen, die
zumindest bei einer der beiden möglichen Polarisationen
besteht. Ein solcher (beispielsweise mit einer fehlenden Lochreihe)
realisierter PhC-Wellenleiter stellt einen funktionalen Defekt dar,
bei dem das ideale Gitter unterbrochen ist und der deshalb bei bestimmten
Wellenlängen im Bereich der Bandlücke eine lokale
Lichtleitung ermöglicht. Soll demgegenüber in
einen idealen photonischen Kristall Licht eingekoppelt werden, so muss
dies bei Wellenlängen oder Polarisationen erfolgen, bei
denen keine photonische Bandlücke vorliegt.
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Erfindungsgemäß können
sowohl zweidimensional, also in einem zweidimensional (2D-)strukturierten
Raumkörper ausgebildete PhC als auch dreidimensionale PhC
oder 2D-3D-hybrid-photonische Kristalle verwendet werden. Dreidimensionale
PhC bestehen nicht aus einer Schicht, die periodisch strukturiert
ist, sondern sind in allen drei Raumrichtungen periodisch. Ein PhC-Wellenleiter
in einem dreidimensionalen photonischen Kristall kann daher in jeder
beliebigen Raumrichtung verlaufen. Demgemäß erfolgt
erfindungsgemäß die Einkopplung in einen solchen
PhC-Wellenleiter durch nicht-planare Einkoppelstrukturen. Die zur
Interferenz an der Einkoppelstelle beitragenden Wellenleiter der
Einkoppelstruktur können aus jeder beliebigen Raumrichtung
an die Einkoppelstelle des PhC-Wellenleiters geführt werden.
Die im Rahmen der Erfindung hierzu bevorzugt eingesetzten Streifen-
oder Rippenwellenleiter können dabei freistehend geführt
oder auch in ein festes Material zur Stabilisierung eingelagert
sein. Der Auftreffwinkel und die Polarisation der einzelnen eingekoppelten
Strahlungsfelder bzw. -feldbeiträge können dabei
adäquat gewählt werden.
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2D-3D-hybrid-photonische
Kristalle sind photonische Kristalle, die aus verschiedenen Teilbereichen
bestehen, die jeweils als dreidimensionaler photonischer Kristallbereich
oder als zweidimensionaler photonischer Kristallbereich ausgebildet
sind. Beispiel hierfür ist eine vertikale Stapelung von
abwechselnd einer photonischen Kristallschicht (zweidimensionaler
photonischer Kristallbereich) und einer dreidimensionalen photonischen
Kristallstruktur (dreidimensionaler photonischer Kristallbereich).
Der Vorteil einer derartigen Anordnung besteht beispielsweise darin,
dass die Eigenschaften zweidimensionaler photonischer Kristalle
mit ihren komplexen funktionalen Defekten besser genutzt werden
können, weil durch die angrenzenden Bereiche aus dreidimensionalen
photonischen Kristallen die Abstrahlung von Licht in die dritte
Dimension unterdrückt wird und damit eine wichtige Leistungsverlustquelle
ausgeschaltet wird. Die Einkopplung erfolgt dabei genau wie bei
zweidimensionalen photonischen Kristallen oder bei dreidimensionalen
photonischen Kristallen (s. nachfolgende Detailbeschreibung). Da
die Hybridstruktur beträchtliche Ausmaße in der
dritten Dimension hat, kommt ebenso wie bei den dreidimensionalen
PhC die Einlagerung der Zuleitungswellenleiter in ein Stabilisierungsmaterial
in Betracht.
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Nachfolgend
wird die vorliegende Erfindung an Ausführungsbeispielen
beschrieben.
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Es
zeigen:
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1 eine
Rasterelektronenmikroskop-Aufnahme eines freistehenden photonischen
Kristalls mit PhC-Wellenleiter;
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2–4 Einkoppelstrukturen
gemäß dem Stand der Technik;
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5–13 erfindungsgemäße
optische Interferenzanordnungen, die auf dem Vorhandensein von mehreren
Strukturteilabschnitten in Form von Streifen- oder Rippenwellenleitern
basieren;
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14 den
Aufbau eines Streifen- und eines Rippenwellenleiters, wie sie im
Rahmen der Erfindung eingesetzt werden können;
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15 Beispiele
für symmetrische und asymmetrische Splitterelemente, wie
sie im Rahmen der Erfindung eingesetzt werden können;
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16–19 optische
Interferenzanordnungen gemäß der Erfindung, die
mittels eines optischen Systems zum Fokussieren und zum Erzeugen eines
Interferenzmusters ausgebildet sind;
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20 ein
mögliches Herstellungsverfahren für eine optische
Interferenzanordnung gemäß der Erfindung.
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1 zeigt
eine Rasterelektronenmikroskop-Aufnahme eines freistehenden, zweidimensionalen
photonischen Kristalls, der in Form eines hexagonalen Lochgitters
(Gitterkonstante 610 Nanometer, Lochdurchmesser 400 Nanometer) in
einer 270 Nanometer dicken Siliziumschicht eines SOI-Wafers lithographisch
hergestellt und durch anschließendes Unterätzen
der 2 Mikrometer dicken Oxidschicht im HF-Dampf freigelegt wurde.
Der abgebildete zweidimensionale photonische Kristall kann im Rahmen
der vorliegenden Erfindung eingesetzt werden. Er enthält einen
W1-Wellenleiter, der durch Auslassen einer Lochreihe erzeugt wurde;
Einkoppelstrukturen sind hier nicht abgebildet.
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2–4 zeigen
das Prinzip einer einfachen Stoßeinkopplung in einen photonischen
Kristall, wie es im Stand der Technik realisiert ist. 2:
einfache Stoßeinkopplung zwischen einem Streifenwellenleiter,
der einstückig mit dem photonischen Kristall ausgebildet
ist bzw. mit letzterem verbunden ist, und einem Wellenleiter, der
durch Auslassen einer Lochreihe im photonischen Kristall realisiert
ist. 3: einfache Stoßkopplung zwischen einem
Streifenwellenleiter in Taperform und einem Wellenleiter im photonischen
Kristall. 4: Stoßkopplung zwischen
einem Streifenwellenleiter und einem Wellenleiter im photonischen
Kristall mit Taperabschluss. Mithilfe des Tapers wird der Überlapp
der Feldmoden des dielektrischen Wellenleiters und des Wellenleiters
im photonischen Kristall verbessert.
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5 zeigt
eine erste optische Interferenzanordnung gemäß der
vorliegenden Erfindung. Diese weist einen photonischen Kristall 1 auf,
in dem durch Auslassen einer Lochreihe bzw. durch fehlende Löcher
im ansonsten vollständig periodischen Kristallgitter eine
Wellenleiterstruktur 15 realisiert ist. An diese Wellenleiterstruktur 15 ist
eine Einkoppelstruktur 2 der optischen Interferenzanordnung
wie folgt angekoppelt:
Die Einkoppelstruktur 2 umfasst
einen ersten Wellenleiter 6, der hier als Streifenwellenleiter
ausgebildet ist, dem ein einzelnes elektromagnetisches Strahlungsfeld,
hier in Form von sichtbarem Licht einer vordefinierten Wellenlänge
zugeführt werden kann (links in der Figur). Im Strahlengang
nach dem ersten Wellenleiter 6 und mit diesem in Form einer
einstückigen Verbindung verbunden ausgebildet weist die
Einkoppelstruktur 2 ein asymmetrisch ausgebildetes Splitterelement 7 zum
Auftrennen des einzelnen elektromagnetischen Strahlungsfeldes in
zwei elektromagnetische Strahlungsfelder bzw. -teilfelder auf.
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Die
asymmetrische Ausbildung des Splitterelementes 7 ist dergestalt,
dass einer der beiden Splitteräste (oberer Ast) für
das von ihm fortgeleitete elektromagnetische Strahlungsfeld einen
um einen vorbestimmten Wert verlängerten (gegenüber
dem Lichtweg des anderen, im Bild unten gezeigten Splitterelementastes)
Lichtweg aufweist. Die Verlängerung des Lichtwegs im oberen
Splitterast ist so ausgebildet, dass das Strahlungsfeld in diesem
Ast um eine halbe Wellenlänge λ/2 verzögert
wird.
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Dem
oberen Ast des Splitterelements 7 schließt sich
ein erster weiterer, hier ebenfalls als Streifen wellenleiter ausgebildeter
Wellenleiter 8a an. Dem unteren, zweiten Ast des Splitterelements 7 schließt
sich (in Richtung des Strahlengangs gesehen) entsprechend ein zweiter,
weiterer Wellenleiter 8b an. Diese beiden weiteren Wellenleiter 8a, 8b (die im
Rahmen der Erfindung zur Abgrenzung gegenüber dem vor einem
solchen Splitterelement 7 angeordneten Wellenleiter 6 auch
als ”zweite” Wellenleiter bezeichnet werden) sind
hier beabstandet voneinander und parallel zueinander angeordnet.
Der Abstand der beiden Wellenleiter beträgt hier etwa eine
Gitterkonstante des photonischen Kristalls 1.
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Die
vorbeschriebene, einstückig ausgebildete Einkoppelstruktur 2 (also
die Elemente 6, 7, 8a und 8b)
ist mit dem photonischen Kristall 1 verbunden bzw. grenzt
an diesen an. Die Verbindung ist hierbei ebenfalls in Form einer
einstückigen Ausbildung der Einkoppelstruktur 2 samt
des photonischen Kristalls 1 ausgeführt. Eine
solche einstückige Ausbildung der Elemente 1 und 2 der
erfindungsgemäßen Interferenzanordnung kann beispielsweise
in Silizium erfolgen. Die beiden zweiten Wellenleiter 8a, 8b sind
(in Bezug auf ihre Längsachse gesehen) senkrecht auf einer ebenen
Oberfläche des photonischen Kristalls 1 angeordnet
(diese Oberfläche steht hier senkrecht zur gezeigten Ebene,
die diejenige Ebene ist, in der die zweidimensionale Struktur des
2D-Kristalls 1 ausgebildet ist).
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Der
Eintrittsbereich 3 (die Einkoppelstelle), also der Übergang
der beiden zweiten Wellenleiter 8a, 8b in den
photonischen Kristall 1, ist hierbei in der vorbeschriebenen
2D-Strukturebene des Kristalls 1 symmetrisch auf den Wellenleiter 15 im
Kristall 1 ausgerichtet: Die Längsachsen der beiden
zweiten Wellenleiter 8a, 8b und des PhC-Wellenleiters 15 verlaufen
somit in ein und derselben Ebene (gezeigte Schnittebene) und parallel
zueinander, wobei die Längsachse des PhC-Wellenleiters 15 symmetrisch innerhalb
der beiden Längsachsen der Wellenleiter 8a, 8b liegt
(Abstand der Längsachse des Wellenleiters 15 von
den beiden Wellenleiterlängsachsen der Wellenleiter 8a, 8b jeweils
gleich groß).
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Durch
die vorbeschriebene Struktur wird somit bei Einkopplung eines einzelnen
elektromagnetischen Strahlungsfeldes in den ersten Wellenleiter 6 dieses
Strahlungsfeld durch das Splitterelement 7 in zwei in den
beiden zweiten Wellenleitern 8a, 8b fortgeleitete
Strahlungsfelder aufgetrennt, wobei diese beiden Strahlungsfelder
aus den beiden zweiten Wellenleitern 8a, 8b im
Eintrittsbereich 3 des PhC 1 in Form von zwei
elektromagnetischen Feldbeiträgen 4a, 4b in
einem vordefinierten Interferenzmuster 5 zur Interferenz
gebracht und im PhC-Wellenleiter 15 innerhalb des Kristalls 1 fortgeleitet
werden. Das vordefinierte Interferenzmuster ist aufgrund der spezifischen
Splitterelementausbildung 7 so geartet, dass eine destruktive
Interferenz der beiden Feldbeiträge 4a, 4b im
Zentrum des Eintrittsbereichs realisiert ist.
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5 zeigt
somit das erfindungsgemäße Prinzip der Anregung
komplexer Moden im photonischen Kristall-Wellenleiter 1, 15 durch
Interferenz von Beiträgen verschiedener dielektrischer
Wellenleiter 8a, 8b. Der PhC 1 und die
Wellenleiter 8a, 8b sind in Aufsicht skizziert.
Die gepunkteten Bereiche zeigen eine Momentaufnahme der elektromagnetischen
Feldverteilung, die durch periodische Vorzeichenwechsel gekennzeichnet
ist. Die elektromagnetischen Felder der zur Einkopplung eingesetzten
dielektrischen Wellenleiter 8a, 8b werden wie
gezeigt über den Splitter 7 mit der geeigneten
Intensität und Phasenlage so erzeugt, dass destruktive
Interferenz auftritt. Im photonischen Kristallwellenleiter 1 werden durch
Superposition der beiden Feldbeiträge 4a, 4b der
beiden dielektrischen Wellenleiter 8a, 8b komplexe
Wellenleitermoden (Blochmoden) angeregt.
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Es
erfolgt somit eine Interferenz zweier phasenverschobener Felder,
die durch die lateral versetzten Streifenwellenleiter 8a, 8b erzeugt
werden und eine PhC-Wellenleitermode mit einem zentralen Feldknoten
anregen. Die Felder der beiden parallelen Wellenleiter 8a, 8b können
wie gezeigt durch Aufsplitten des Strahlungsfeldes eines einzelnen
Streifenwellenleiters 6 und Einführung einer Phasenverschiebung
durch unterschiedliche optische Weglängen erzeugt werden.
Im PhC-Wellenleiter wird eine Blochmode angeregt, die mit gitterperiodischer
Intensitätsverteilung propagiert. Entscheidend für
die effiziente Anregung dieser Blochmode ist die Erzeugung eines
lateralen Feldverlaufs mit einem Intensitätsminimum (Knoten)
durch destruktive Interferenz bzw. durch Interferenz der beiden
gegenphasigen Beiträge 4a, 4b der Streifenwellenleiter 8a, 8b.
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6 skizziert
eine weitere erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung,
die grundsätzlich wie die in 5 gezeigte
aufgebaut ist, so dass nachfolgend nur die Unterschiede beschrieben
werden. Das Splitterelement 7 trennt hier das ursprünglich
einzelne Strahlungsfeld in drei Strahlungsfelder auf, die dann durch
drei parallel zueinander angeordnete Streifenwellenleiter 8a, 8b und 8c in
den photonischen Kristall 1 eingekoppelt werden. Die drei
Wellenleiter 8a–8c verlaufen hier in
einer Ebene (2D-Strukturebene des Kristalls 1); zwei unmittelbar benachbarte
Wellenleiter 8a–8c weisen dabei jeweils denselben
Abstand auf wie in 5. Der PhC-Wellenleiter 15 im
Kristall 1 ist hier durch eine verkleinerte Lochreihe ausgebildet.
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Durch
geeignete Ausbildung der drei Äste des Splitterelements 7 werden
die beiden außen liegenden Feldanteile (diejenigen in dem
Wellenleiter 8a und dem Wellenleiter 8c) jeweils
um eine halbe Wellenlänge verzögert, so dass die
beiden außen liegenden Feldanteile 4a, 4c dem
mittig liegenden Feldanteil 4b des mittigen Wellenleiters 8b destruktiv überlagert
werden (hierbei werden die Anteile 4a und 4c einander
konstruktiv überlagert).
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6 zeigt
somit eine Koppelstruktur, bei der drei Streifenwellenleiter 8 in
einem Kleinloch-PhC-Wellenleiter 1, 15 eine komplexe
Wellenleitermode anregen. Die Interferenz der Beiträge
der drei dielektrischen Wellenleiter 8a–8c erfolgt
dabei so, dass das Feld des zentralen dielektrischen Wellenleiters 8b zu
den beiden äußeren Wellenleitern 8a, 8c gegenphasig
verläuft.
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7 zeigt
eine weitere erfindungsgemäße Interferenzanordnung,
die grundsätzlich wie die in 5 gezeigte
Anordnung ausgebildet ist, so dass nur die Unterschiede beschrieben
werden: Anstelle der Einkopplung in einen photonischen Kristall
erfolgt hier eine Einkopplung in eine aperiodische photonische Struktur
bzw. in einen photonischen Quasikristall. Die Anbindung des photonischen
Quasikristalls (Ausbildung der Verbindung zwischen Kristall 1 und Einkoppelstruktur 2)
erfolgt in derselben Weise wie in 5 gezeigt.
Photonische Quasikristalle verfügen über photonische
Bandlücken analog zu periodischen photonischen Kristallen.
Diese Bandlücken erlauben ebenfalls den Betrieb von Wellenleitern
(Quasikristall-Wellenleiter 15) wie z. B. des gezeigten W1-Wellenleiters,
bestehend aus einer fehlenden Lochreihe.
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8 zeigt
eine weitere erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung,
die grundsätzlich wie die in 6 gezeigte
ausgebildet ist, so dass hier nur die Unterschiede beschrieben werden.
Anstelle eines PhC-Wellenleiters 15 in Form einer verkleinerten Lochreihe
ist im hier gezeigten photonischen Kristall 1 in oberflächennaher
Position (also im Abstand von einigen wenigen Gitterlängen
des Kristalls 1 zum Eintrittsbereich 3) ein Mikroresonator
in Gestalt eines Punktdefekts 16 bestehend aus einem Loch
reduzierter Größe ausgebildet. Diese Konfiguration
dient somit der Anregung von Moden funktionaler Defekte im photonischen
Kristall.
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Dabei
muss die Dimensionierung der strukturellen Details der Einkoppelstelle 3 wie
auch der Verlauf der Kopplungswellenleiter bzw. zweiten Wellenleiter 8a–8c dem
Modenfeld des funktionalen Defekts 16 (hier als sechs Feldmaxima
unterschiedlicher Polarität gezeichnet) angepasst sein,
da funktionale Defekte 16 genau wie die PhC-Wellenleiter 15 nach
dem Prinzip der Modenfeldanpassung angeregt werden.
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9 zeigt
ein weiteres Ausführungsbeispiel zur Anregung von Moden
funktionaler Defekte; die Konfiguration ist. hier dieselbe wie in 8,
lediglich der Abstand des funktionalen Defekts von der Einkoppeloberfläche
bzw. dem Eintrittsbereich 3 des photonischen Kristalls 1 ist
auf ca. den fünffachen Wert vergrößert.
Zudem ist der Bereich im photonischen Kristall 1 zwischen
Einkoppelbereich 3 und Punktdefekt 16 abschnittsweise
in einem dem Eintrittsbereich zugewandten Abschnitt als PhC-Wellenleiterabschnitt
ausgebildet. In diesem Beispiel wird somit der funktionale Defekt 16 indirekt über
einen PhC-Wellenleiterabschnitt angeregt. Im Unterschied zum in 8 gezeigten
Fall erfolgt zudem die Einkopplung gemäß der in 5 gezeigten
Einkoppelstruktur 2 (zwei zweite Wellenleiter 8a, 8b).
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Weitere
erfindungsgemäße optische Interferenzanordnungen
zeigen die 10 bis 13 in Form
von Schnitten durch die 2D-Strukturebene der photonischen Kristalle
bzw. Quasikristalle 1 (jeweils links in den Figuren bzw.
oben in 12). Hierbei handelt es sich
um konkrete Anordnungen zur Anregung bestimmter PhC Wellenleitermoden,
wobei die Lichtausbreitungseigenschaften der Strukturen durch Finite-Zeitdifferenzen-Simulationen
im Detail untersucht wurden. Die Figuren zeigen jeweils rechts (in 12 unten)
neben der schematischen Darstellung der Einkoppelstrukturgeometrie
die entsprechenden Transmissionskurven der Einkopplung. Dabei ist
jeweils auf der vertikalen Achse die relative Transmission und auf
der horizontalen Achse die Wellenlänge (in Mikrometern)
dargestellt.
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Jede
gezeigte optische Interferenzanordnung weist neben einer Einkoppelstruktur 2 bzw.
den entsprechenden zweiten Wellenleitern 8a, 8b (zu
dieser Einkoppelstruktur 2 gehört in 13 auch
ein kurzer Fortsatz 17 des PhC-Wellenleiters 15)
eine bezüglich ihrer Struktur und Geometrie identisch ausgebildete,
jedoch spiegelsymmetrisch angeordnete Auskoppelstruktur auf. Diese
Auskoppelstruktur ist jeweils mit einem Hochstrich gekennzeichnet
(die Spiegelsymmetrieebene S ist eine Ebene senkrecht zur gezeigten
2D-Strukturebene bzw. Querschnittsebene, die senkrecht zu dem im
Kristall 1 ausgebildeten PhC-Wellenleiter 15 angeordnet
ist und die von der Einkoppelebene (jeweils links im Bild) bzw.
derjenigen Oberfläche des Kristalls 1, durch die über
die Wellenleiter 8 bzw. die Einkoppelstruktur 2 elektromagnetische
Strahlung in den Kristall 1 eingekoppelt wird, einen ebenso
großen Abstand aufweist (die beiden Ebenen sind parallel
angeordnet) wie von der entsprechenden Auskoppelebene rechts im
jeweiligen Bild. Somit ist die optische Interferenzanordnung (also
sowohl der photonische Kristall 1 als auch die Einkoppelstruktur 2)
spiegelsymmetrisch zu dieser Spiegelsymmetrieebene S ausgebildet.
-
Die 10 bis 13 zeigen
exemplarisch Strukturen zur Anregung komplizierter PhC-Wellenleitermoden
durch Überlagerung der Felder von mehreren (hier jeweils
zwei) Streifenwellenleitern 8a, 8b. Es handelt
sich hier um zwei oder mehr (letzteres nicht gezeigt) Streifenwellenleiter,
die auf verschiedene Weise am Eingang des PhC-Wellenleiters bzw. an
die im Kristall 1 ausgebildete Wellenleiterstruktur 15 angekoppelt
sind, so dass die durch diese Wellenleiter 8a, 8b in
den Eintrittsbereich 3 eingekoppelten elektromagnetischen
Feldbeiträge in einem vordefinierten Interferenzmuster
zur Interferenz gebracht, im PhC-Wellenleiter 15 durch
den Kristall 1 weitergeleitet und über die spiegelsymmetrisch
angeordnete Auskoppelstruktur 2' bzw. 8'a, 8'b ausgekoppelt
werden.
-
Dies
schließt auch eine signifikante Modifikation des Kristalls
im Koppelbereich bzw. im Eintrittsbereich 3 ein (vgl. 12).
-
Die
vorgestellten Beispiele beziehen sich auf hexagonale Lochgitter
in dünnen Scheiben (sogenannte Slabs) aus hochbrechendem
Material mit eingearbeiteten Wellenleitern 15 in Form von
fehlenden (10–12)
oder verkleinerten (13) Löchern. Die gezeigten
Transmissionskurven charakterisieren die Leistung am Ausgang des
PhC-Wellenleiters 15 bezogen auf die eingespeiste Leistung
am Eingang. Die Transmission wird von verschiedenen Parametern wie
Gruppengeschwindigkeit, Verlust durch konkurrierende resonante Moden,
Reflexion an Aus- und Eingang und auch der Länge des Wellenleiters
beeinflusst und hängt somit stark von der Ausgestaltung
der Einkoppelstruktur 2 und/oder des Eintrittsbereichs 3 ab.
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10 zeigt
die Anordnung zur Anregung eines lateral asymmetrischen TE-Modes
in der zweiten TE-Bandlücke eines W1-Wellenleiters. Der
Mode zeichnet sich durch eine extrem geringe Gruppengeschwindigkeit
aus. Die Wellen der beiden Streifenwellenleiter 8a, 8b müssen
entsprechend gegenphasig sein. Die beiden Streifenwellenleiter 8a, 8b sind hierbei
parallel zueinander und beabstandet voneinander mit dem Eintrittsbereich 3 verbunden
bzw. an diesen angeflanscht (einstückige Ausbildung von Struktur 2 und
Kristall 1). Es liegt somit ein asymmetrischer W1-Wellenleitermode
in der Bandlücke zweiter Ordnung vor. Die Anregung erfolgt
(nicht gezeigt) gegenphasig durch die beiden geraden Streifenwellenleiter 8a, 8b.
Die Geometrie der Einkoppelstrukturen und des photonischen Kristalls 1 ist
auf eine Wellenlänge von 193,6 Terahertz (entsprechend
1,548 Nanometer) ausge richtet. In diesem Beispiel können rund
2 der Leistung eingekoppelt werden (symmetrische Stoßkopplung,
vgl. 10 rechts). Die Koppeleffizienz ist aufgrund der
geringen Gruppengeschwindigkeit und Bandbreite vergleichsweise gering,
die Anregung des Modes ist jedoch erfolgreich. Durch Reflexionen
an den Rändern und durch die Präsenz leicht unterschiedlicher
Wellenvektoren bei endlicher Wellenleiterlänge ergibt sich
eine unregelmäßige Verteilung des Feldes entlang
des Wellenleiters (nicht gezeigt). Die PhC-Gitterkonstante beträgt 682
Nanometer, der Lochdurchmesser im Kristall 400 Nanometer. Der Abstand
der Streifenwellenleiter 8a, 8b beträgt
1772 Nanometer, die Breite der Streifenwellenleiter (Ausdehnung
in der gezeigten Ebene und senkrecht zur Längsachsrichtung
der Streifenwellenleiter) beträgt 443 Nanometer.
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11 zeigt
die Einkopplung eines TM-Modes mit lateraler Symmetrie. Die Anregung
erfolgt hier ähnlich wie in 10 gezeigt,
jedoch gleichphasig: lateralsymmetrischer W1-Wellenleitermode in der
Bandlücke zweiter Ordnung ungerader Symmetrie (Silizium-Slab,
Dicke 473 Nanometer). Die Anregung erfolgt gleichphasig durch zwei
bogenförmige Streifenwellenleiter 8a, 8b,
die zunächst parallel und beabstandet voneinander auf den
Eintrittsbereich 3 zulaufen und deren Abstand voneinander
sich zum Eintrittsbereich 3 hin gesehen auf etwa eine Breite
eines Streifenwellenleiters verringert. Die Anordnung ist auf eine
Frequenz von 193,46 Terahertz (entsprechend 1549 Nanometer) optimiert.
Die Einkopplung erreicht eine Transmission zwischen 20% und 30%. Die
Transmissionsmaxima und -minima entstehen durch Fabry-Perot-Resonanzen.
Auch hier ergibt sich durch Reflexionen an den Rändern
und die Präsenz leicht unterschiedlicher Wellenvektoren
bei endlicher Wellenleiterlänge eine ungleichmäßige
Verteilung des Feldes entlang des Wellenleiters (nicht gezeigt).
Die PhC-Gitterkonstante beträgt 609 Nanometer, der Lochdurchmesser
400 Nanometer. Die Anbindung bzw. Einkopplung erfolgt durch in Richtung auf
den Kristall 1 hin aufeinander zulaufende Bogenabschnitte
der Wellenleiter 8a, 8b, die 60°-Kreissegmente
darstellen. Die PhC-Einkoppelkante liegt auf der Lochmitte. Der
Mittelpunkt eines Kreissegments liegt 1142 Nanometer von der PhC-Kante
entfernt und ist gegenüber der Wellenleitermitte 132 Nanometer
versetzt. Vom Eintrittsbereich 3 in Richtung außerhalb
des Kristalls 1 gesehen schließen sich den Bogenabschnitten
gerade Abschnitte der Wellenleiter 8a, 8b an,
die parallel zueinander und beabstandet voneinander verlaufen (Abstand
dieser Streifenwellenleiterabschnitte: 2901 Nanometer, Breite: 527 Nanometer;
Bogenabschnitte: Innenradius 1055 Nanometer und Außenradius
1582 Nanometer).
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12 zeigt
eine Einkopplung, bei der der Kristall 1 im Eingangsbereich
der Wellenleiter 8a, 8b bzw. im Eintrittsbereich 3 signifikant
modifiziert ist. Die Streifenwellenleiter 8a, 8b und
der Kristall 1 gehen über eine im Eintrittsbereich 3 ausgebildete
Taperstruktur ineinander über (einstückige Ausbildung der
Wellenleiter 8a, 8b bzw. der Einkoppelstruktur 2 sowie
des Kristalls 1 samt des Eintrittsbereichs 3).
Es wird ein lateral asymmetrischer W1-Wellenleitermode in der Bandlücke
erster Ordnung gerader Symmetrie angeregt (Silizium-Slab, Dicke
110 Nanometer). Die Anregung erfolgt gegenphasig durch die Streifenwellenleiter 8a, 8b,
die mit einer Erweiterung bzw. einem Teilabschnitt des Eintrittsbereiches 3 des
photonischen Kristalls einen Taper bilden. Die Struktur ist auf
194,42 Terahertz (1542 Nanometer) optimiert. Für den lateral
ungeraden W1-Wellenleitermode mit einem Knoten in der fundamentalen
Bandlücke gerader Symmetrie (Slabdicke 110 Nanometer) wird durch
Paralleltaperung eine Transmission von bis zu 70 je Taper erreicht
(12 unten). Die PhC-Gitterkonstante beträgt
608 Nanometer, der Lochdurchmesser 400 Nanometer. Der Abstand der
Streifenwellenleiter 8a, 8b außerhalb
des Taperbereiches bzw. Eintrittsbereiches 3 beträgt
1848 Nanometer, die Breite 528 Nanometer. Die Bemaßungen
im Eintrittsbereich 3 ergeben sich entsprechend aus dem
in der gezeigten Figur vorliegenden Winkel.
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13 zeigt
schließlich ein Beispiel für die Einkopplung in
einen Kleinlochwellenleiter. Die zweiten Wellenleiter 8a, 8b sind
hier wie in 11 gezeigt ausgebildet, angeordnet
und mit dem Kristall 1 verbunden. Auf Höhe des
PhC-Wellenleiters 15 und in Richtung von dessen Längsachse
gesehen weist der Kristall 1 im Eintrittsbereich 3 einen
(von der Symmetrieebene S gesehen) nach außen vorstehenden, also
in Richtung auf die geraden Abschnitte der Wellenleiter 8a, 8b gerichteten
kurzen Fortsatz 17 auf. Es wird ein lateralsymmetrischer
Kleinloch-Wellenleitermode in der Bandlücke zweiter Ordnung
ungerader Symmetrie angeregt. Die Anregung erfolgt gleichphasig
durch die beiden gebogenen Streifenwellenleiterabschnitte und den
kurzen Fortsatz 17 des PhC-Wellenleiters 15. Die
Struktur ist auf 193,458 Terahertz (1,549 Nanometer) optimiert.
Es wird eine Transmission von bis zu 16 erreicht. Die PhC-Gitterkonstante
beträgt 609 Nanometer, der Lochdurchmesser 400 Nanometer.
Der Kleinlochradius des PhC-Wellenleiters beträgt 316 Nanometer.
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Wie
die vorstehenden 10 bis 13 zeigen,
kann erfindungsgemäß zur Optimierung der Einkopplung sowohl
die Geometrie der Streifen- bzw. Rippenwellenleiter als auch diejenige
der Einkoppelstelle (Form, Größe, Ausrichtung
und/oder Position der Strukturelemente) des photonischen Kristalls
optimiert werden.
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Im
Rahmen der vorbeschriebenen erfindungsgemäßen
optischen Interferenzanordnungen bzw. ganz allgemein im Rahmen der
Erfindung können die folgenden Geometrien, Intensitäten,
Phasenlagen und Polarisationszustände verwirklicht werden:
- • Geometrie der zweiten Wellenleiter:
- – Lateraler Abstand der Wellenleiter von null (d. h. Zusammenführung
schon außerhalb des eigentlichen PhC, s. zum Beispiel 12 bis
hin zu einigen Gitterkonstanten).
- – Auftreffwinkel der Wellenleiter von 90° (senkrechte
Ankopplung) bis nahe 0° (beinahe parallel zur PhC-Kante).
- – Krümmungsradien von unendlich (gerader Wellenleiter)
bis unter eine Gitterkonstante (extreme Biegung).
- – Kombination gebogener und gerader Wellenleiterabschnitte.
Prinzipiell sind beliebige Wellenleiterverläufe möglich.
- – Verbindungsstrukturen außerhalb des eigentlichen
PhC zwischen den einzelnen Wellenleitern. Diese Strukturen können
sehr kompliziert und ausgedehnt (12) oder
auch einfach und klein (13) sein.
Sie können sich langsam zwischen die Wellenleiter einfügen,
wie in 12 anhand der Spitze links gezeigt,
oder beispielsweise nur sehr kurz und ohne speziellen Abschluss (13).
Möglich ist die Fortführung von Lochreihen aus
dem PhC heraus wie in 7, wobei typischerweise ein
bis fünf Lochreihen pro Seite, aber durchaus auch mehr
möglich sind. Die Fortführung kann dabei gerade
(wie in 12), winklig oder gebogen sein.
Die Löcher der Fortführung können einen
Radius von nahe null bis hin zu einer Gitterkonstante oder sogar
noch größer haben. In den gezeigten Beispielen
der 12 und 13 werden
die Löcher mit unverändertem Radius verwendet,
wobei in 12 der Lochradius dem des PhC-Gtters
entspricht, in 13 jedoch dem des Kleinlochwellenleiters.
Auch können Lochformen von der Kreisform abweichen, z.
B. als elliptische oder anderweitig elongierte Löcher. Prinzipiell
sind im Rahmen der lithographisch erzielbaren Strukturgenauigkeit
beliebige Lochformen möglich. Lochgröße
und Lochform können sich von Loch zu Loch ändern.
- • Geometrie der Einkoppelstellen (PhC-seitig):
- – Lochradien typischerweise von null (kein Loch) bis
eine halbe Gitterkonstante, aber auch größer.
- – Lochformen elliptisch oder anderweitig elongiert.
Beliebige Lochformen sind möglich.
- – Lochgröße und Lochform können
sich von Loch zu Loch und von Lochreihe zu Lochreihe ändern.
- – Auch die Lage der Lochzentren kann variiert werden:
Verschiebung einzelner Löcher oder ganzer Lochreihen, gekrümmt
verlaufende Lochreihen (Krümmungsradius von unendlich bis
einige Gitterkonstanten).
- – Die Kante des photonischen Kristalls kann beliebig
gewählt werden: Wichtige Beispiele sind die mittige Teilung
der Löcher oder symmetrischer Verlauf zwischen zwei Lochreihen.
Auch winklige oder gebogene PhC-Kanten sind möglich. Prinzipiell
kann der Kantenverlauf beliebig gestaltet werden. Auch kann die äußerste
Lochreihe gefüllt sein oder einen definierten Abstand (zwischen null
und zwei Gitterkonstanten, aber auch mehr) zur PhC-Kante haben.
- • Intensität, Phasenlage, Polarisationszustand:
- – Intensität: Gemeint ist das Verhältnis
der Lichtintensitäten der einzelnen zur Interferenz beitragenden
Teile der Einkoppelstrukturen (z. B. der einzelnen Zuleitungswellenleiter).
Je nach Verhältnis der Lichtleistungen sieht das Interferenzmuster verschieden
aus. Überwiegt beispielsweise der Beitrag eines bestimmten
Wellenleiters, so wird durch die anderen Wellenleiter nur eine mehr
oder minder geringe Variation des Feldes erreicht. In der Regel
geht es jedoch um die Erzeugung von Modenfeldern mit zahlreichen
Knoten (d. h. Stellen, bei der die Lichtintensität null
ist). Daher wird bei Strukturen aus zwei Wellenleitern zumeist die gleiche
Leistung gewählt. Bei Strukturen aus drei Wellenleitern
(z. B. 6) könnte dagegen z. B. der zentrale
Wellenleiter eine höhere Leistung aufnehmen als die beiden
Randwellenleiter. Die Gesamtintensität des eingekoppelten
Lichts wird durch die geforderten Eigenschaften der in die PhC-Struktur
integrierten photonischen Bauelemente, die durch den PhC-Wellenleiter
gespeist werden, bestimmt und kann von nahe null (einige Photonen)
bis zu Intensitäten gehen, die kurz unterhalb der Zerstörschwelle
von Strukturen liegen, welche wiederum stark von den verwendeten
Materialien und der exakten Geometrie abhängt.
- – Phasenlage: Die Phasenlage der einzelnen Felder kann
so gewählt werden, dass die jeweilige Lichtmode des PhC-Wellenleiters
am besten angenähert wird (optimale Modenfeldanpassung). Bei
PhC-Wellenleitermoden mit zentralen Konten wird z. B. die Phasenlage
bei nur zwei Streifen-/Rippenwellenleitern gegenphasig gewählt, damit
sich an der Stelle des Knotens destruktive Interferenz ergibt. Bei
PhC-Wellenleitermoden mit zentralem Intensitätsmaximum
wird die Phasenlage z. B. bei nur zwei Streifen-/Rippenwellenleitern gleichphasig
gewählt, damit sich an der Stelle des Knotens konstruktive
Interferenz ergibt. Bei mehr als zwei Zuleitungswellenleitern kann
die Phasenlage der einzelnen Beiträge in flexiblerer Weise variiert
werden, wobei auch Asymmetrien in der Geometrie ausgeglichen werden
können.
- – Polarisationszustand: Die Polarisation des Lichts
in den Zuleitungswellenleitern oder bei Freistrahlfokussierung (s.
nachfolgend) stimmt idealerweise mit der der Polarisation der Lichtmoden
der PhC-Wellenleiter überein, denn dann kann am effektivsten
Licht in die PhC-Wellenleitermoden eingespeist werden. Für
TE-artige Moden (transversal-elektrisch: In der Schichtmitte ist das
elektrische Feld in der Schichtebene) ist 10 ein
Beispiel, für TM-artige (transversal-magnetisch: In der
Schichtmitte steht das elektrische Feld senkrecht zur Schichtebene) 11.
Bestmögliche Interferenz setzt zudem Übereinstimmung
in der Polarisation der Zuleitungswellenleiterbeiträge
voraus. Es sind jedoch auch Anwendungen denkbar, bei denen nichtübereinstimmende
Polarisation der Zuleitungswellenleiterfelder oder Nichtübereinstimmung
der zuleitungsseitig erzeugten Felder mit der PhC-Wellenleiterpolarisation
Vorteile hat. Ein Beispiel hierfür ist die simultane Anregung
einer TE-artigen PhC-Wellenleitermode im Verein mit Anregung von
TM-artigen PhC-Grundgittermoden.
-
14 zeigt
als Skizze einen Querschnitt durch erfindungsgemäß verwendbare
Streifen- (oben) und Rippenwellenleiter (unten) mit und ohne Substrat.
Das Wellenleitermaterial (schwarz) kann entweder freistehend (A,
C) oder auf ein anderes Material (Substrat, hell; B, D) aufgebracht
sein. In Längsrichtung erstrecken sich die Wellenleiter
um ein Vielfaches ihrer Breite, bis sie schließlich im
Eintrittsbereich 3 auf den Kristall 1 treffen.
Bei den Rippenwellenleitern ist das Licht in der Rippe (schmaler
Bereich) konzentriert, obwohl die Anordnung insgesamt erheb lich
breiter ist. Als Wellenleitermaterial kommt vorrangig Silizium in
Frage, als Substratmaterial beispielsweise Siliziumdioxid.
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15 zeigt
zwei Splitterelemente 7, wie sie im Rahmen der vorliegenden
Erfindung einsetzbar sind: Ein symmetrisch ausgebildetes Splitterelement (oben)
und ein asymmetrisches Splitterelement, wie es beispielsweise beim
in 5 gezeigten Aufbau verwendet werden kann (unten).
Ein Splitter 7 wird vorzugsweise verwendet, da das Licht
dann nur in einen einzigen Wellenleiter (ersten Wellenleiter 6)
eingespeist werden muss, was den Einspeisungsaufwand verringert.
Selbstverständlich ist es jedoch auch möglich,
lediglich mehrere zweite Wellenleiter 8 vorzusehen, in
die dann jeweils getrennt einzelne Strahlungsfelder eingespeist
werden.
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Mit
dem oben gezeigten Splitterelement lässt sich eine gleichphasige
Einkopplung erreichen, mit den unten gezeigten eine gegenphasige.
Gleichphasigkeit oder Gegenphasigkeit lassen sich natürlich auch
erreichen, indem in die verschiedenen Zuleitungswellenleiter jeweils
einzeln Licht eingespeist wird und indem die jeweils geforderte
Phasenlage des Einzelbeitrags dann durch Lichtwegunterschiede oder
Phasenplatten vor der Einspeisung in die Zuleitungswellenleiter
erreicht wird. In 15 oben wird somit die Lichtintensität
symmetrisch aufgeteilt, was zur gleichphasigen Einkopplung führt,
in 15 unten asymmetrisch, was zu einer relativen
Phasenverschiebung der beiden Beiträge, also zur gegenphasigen
Einkopplung führt.
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16 zeigt
nun eine optische Interferenzanordnung gemäß der
Erfindung, bei der die Einkoppelstruktur 2 auf Basis eines
optischen Systems 10 realisiert ist, das zum Fokussieren
und zum Erzeugen eines Interferenzmusters ausgebildet, angeordnet
und ausgerichtet ist. Durch das optische System 10 werden
hier zwei elektromagnetische Strahlungsfeldabschnitte eines einzeln
eingekoppelten Strahlungsfeldes erzeugt, die dann auf den photonischen Kristall 1 fokussiert
werden und als die beiden elektromagnetischen Feldbeiträge 4a, 4b im
Eintrittsbereich 3 in einem vordefinierten Interferenzmuster 5 (hier:
destruktive Interferenz) zur Interferenz gebracht und im Kristallinneren
im dort ausgebildeten PhC-Wellenleiter 15 weitergeleitet
werden.
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Zur
gezeigten Anregung einer komplexen Wellenleitermode im Kristall 1 durch
Erzeugen eines Interferenzmusters im Fokus eines kohärenten
Lichtstrahls weist das optische System 10 im Strahlengang
zunächst eine Phasenplatte 9 auf, die die Hälfte des
Strahlungsfeldes um eine halbe Wellenlänge verzögert.
Im Strahlengang nach der Phasenplatte ist dann ein Linsensystem 11 (hier
als einfache Fokussierlinse eingezeichnet) angeordnet, so dass aus
den beiden Wellenfeldhälften im Brennpunkt der Linse, in dem
dann der Eintrittsbereich 3 angeordnet ist, ein Interferenzmuster 5 mit
zentralem Knoten entsteht.
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17 zeigt
eine weitere erfindungsgemäße optische Interferenzanordnung,
die grundsätzlich wie die in 16 gezeigte
aufgebaut ist, also ebenfalls in Form einer frei fokussierenden
Anordnung. Nachfolgend werden daher die Unterschiede beschrieben: Im
in 17 gezeigten Fall ist das Linsensystem 11 als
Immersionsobjektiv realisiert; auf der dem optischen System 10 zugewandten
Oberfläche bzw. der Oberfläche des Einkoppelbereichs 3 ist
auf dem photonischen Kristall 1 ein Deckglas ausgebildet,
das die dem Kristall zugewandte Seite des Immersionsobjektivs 11 abschließt.
-
Das
in 17 gezeigte Immersionsobjektiv bzw. Immersionsöl
kann zur Fokussierung mit höchster Auflösung verwendet
werden. Der photonische Kristall wird dabei vor der Benetzung mit Öl
durch das Deckglas geschützt (der Tropfen Immersionsöl
verbindet die Linse mit dem Deckglas). Die Skizze veranschaulicht
nur das Prinzip; die gezeigten Komponenten sind nicht maßstabsgetreu
abgebildet.
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Wie 18 in
einem weiteren Ausführungsbeispiel zeigt, kann das Immersionsobjektiv 11 auch durch
ein System aus einer Linse 12 und einer zwischen dieser
Linse und dem Eintrittsbereich 3 angeordneten Struktur 13 aus
einem ausgehärteten Polymer realisiert sein.
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Beim
Fokussieren mit speziellen Polymeren (18) ist
die Fokussierungslinse 12 in starrer Anordnung mithilfe
des Polymers 13 mit dem photonischen Kristall 1 verbunden.
Besonders gut geeignet sind hierfür optische Polymerklebstoffe
(die z. B. durch Ultraviolettlicht ausgehärtet werden).
Die Einkoppelstruktur 2 kann jedoch auch als integriert-optische
Anordnung mit Mikrolinsensystem hergestellt werden.
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Ein
weiteres Ausführungsbeispiel (19) zeigt
die Realisierung des optischen Systems 10 auf Basis eines
Doppelprismas 14. Dieses System kann insbesondere zur Einkopplung
in einen idealen photonischen Kristall, der keine Abweichungen von
der Periodizität (bzw. bei Quasikristallen von der Nahordnung)
enthält, verwendet werden. Daher erstrecken sich die anzuregenden Lichtmoden
in einem idealen photonischen Kristall über sehr viele
Gitterkonstanten, im Idealfall sogar über den ganzen Kristall.
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Die
Einkoppelstruktur 2 ist somit ein Doppelprisma samt geeigneter
freier Weglänge zwischen diesem Doppelprisma und der Einkoppeloberfläche des
Kristalls 1: Die Einkoppelstruktur 2 erzeugt die
Interferenz auf der Eintrittsstelle 3 des photonischen Kristalls
mittels zweier großflächig interferierender Wellenfelder
auf der Kristalloberfläche. Anstelle eines Doppelprismas
kann auch eine Spiegelanordnung verwendet werden.
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20 zeigt
schließlich beispielhaft ein mögliches Herstellungsverfahren
zur lithographischen Herstellung (beispielsweise Photolithographie, Elektronenstrahllithographie
oder Nanoimprint-Lithographie) der vorbeschriebenen optischen Interferenzanordnungen:
Die photonischen Kristalle selbst können mit nur einem
einzigen Lithographieschritt hergestellt werden, vgl. die Figur.
Ausgangspunkt ist ein Siliconon-Insulator-(SOI-)Wafer, der belackt, strukturiert
(z. B. durch photolithographische Belichtung), entwickelt und geätzt
wird, mit Stopp auf dem ”Buried Oxide” (BOX).
Anschließend wird das BOX mittels Dampf-HF entfernt, wobei
die Zeit so bemessen ist, dass Bereiche mit PhC-Strukturen sicher
freigeätzt sind, aber unstrukturiertes Silizium nur einige Mikrometer
weit unterätzt wird. Dadurch entstehen die nötigen
Ankerpunkte ohne weitere Lithographie und Prozessschritte. Die Koppelstrukturen
schließen sich freistehend an den photonischen Kristall
an.
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Eine
Besonderheit ist hier, dass die Zuleitungswellenleiter streckenweise
direkt auf dem BOX verlaufen, weshalb eine zusätzliche Ätzstoppschicht (zweiter
Lithographieschritt, nicht gezeigt) in diesen Bereichen während
der HF-Dampfätzung benötigt wird, die anschließend
wieder entfernt wird.
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In
einer einfacheren Variante verbleibt der photonische Kristall auf
dem BOX (d. h., das BOX wird nicht durch Dampf-HF-Unterätzen
entfernt) und wird zusammen mit den Zuleitungswellenleitern durch
Deposition von weiterem SiO2 vollständig
in Siliziumdioxid eingebettet. In diesem Fall bleibt es bei einem
einzigen Lithographieschritt.
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Im
Rahmen der vorliegenden Erfindung sind somit insbesondere die folgenden
Ausbildungen realisierbar:
- 1. Auch bei ausgedehnten
zweidimensionalen und bei dreidimensionalen photonischen Kristallen
sowie bei 2D-3D-hybrid-photonischen Kristallen können durch
Interferenz der Felder mehrerer Einkopplungswellenleiter komplexe
Wellenleitermoden in fundamentalen Bandlücken und Bandlücken
höherer Ordnung angeregt werden.
- 2. Die Erzeugung komplexer Modenfelder durch Interferenz mehrerer
Beiträge kann auch zur Anregung von Moden idealer PhC und
zur Anregung von Moden anderer funktionaler Defekte wie z. B. Mikroresonatoren
genutzt werden.
- 3. Auch bei aperiodischen photonischen Strukturen wie z. B.
photonischen Quasikristallen kann mithilfe der beschriebenen Interferenzmethode Licht
in Wellenleiter dieser Strukturen oder in andere funktionale Defekte
ein- und wieder ausgekoppelt werden.
- 4. Statt über Streifen- oder Rippenwellenleiter kann
das Licht auch durch andere Wellenleiterstrukturen an die Einkoppelstelle
des PhC herangeführt werden. Auch de Erzeugung eines Interferenzmusters
durch Überlagerung von Freistahlbeiträgen ist
ein unmittelbarer Aspekt der Erfindung. In diesem Fall übernimmt
der freie Raum oder ein geeignetes Übergangsmedium die
Führung der Lichtwellen. Überträgermedien
können z. B. Immersionsöle, spezielle Polymere
(z. B. optische Klebstoffe), Glas oder andere deponierte Materialien
sein. En wichtiges Beispiel dieser Art ist die Fokussierung von
Licht auf die Eintrittsstelle im photonischen Kristall durch eine
Linse, wobei die gewünschte Intensitätsverteilung
im Fokus durch Apodisation erreicht wird (s. 16). Hierbei
können sowohl einfache Linsen als auch komplex aufgebaute
Linsensysteme (z. B. Achromate), Mikroskopobjektive, Glasfasern
mit Linsenabschluss (sogenannte Lensed Fibres) oder Mikrolinsen
verwendet werden.
-
Die
Vorteile der vorliegenden Erfindung sind insbesondere:
- 1. Die Kopplungsstrukturen ermöglichen die Anregung
zahlreicher PhC-Wellenleitermoden, die bisher nur weitaus weniger
effizient oder gar nicht genutzt werden konnten. Dies schließt
insbesondere Moden in Bandlücken höherer Ordnung
ein, die z. B. durch besonders langsame Gruppengeschwindigkeiten
gekennzeichnet sind. Bandlücken höherer Ordnung
erlauben den Betrieb von Wellenleitern bei Frequenzen, die für
Strukturen mit fundamentalen Bandlücken nur bei deutlich kleineren
Dimensionen realisiert werden können.
- 2. Die Streifen- und Rippenwellenleiter, die zur Kopplung an
den photonischen Kristall verwendet werden können, können
freistehend oder auf einer passenden Schicht befindlich sein. Ebenso kann
der photonische Kristall freistehend oder auf einer Schicht befindlich
hergestellt werden. Schichtmaterial kann z. B. SiO2 oder
Si3N4 sein.
- 3. Die Größe der Einkoppelstrukturen variiert
je nach verwendetem Prinzip. Eine Kombination mit Taperstrukturen
kann Strukturlängen bis zu einigen zehn Gitterkonstanten
erfassen. Die Breite der Streifenwellenleiter skaliert mit der Frequenz und
liegt typischerweise in der Größenordnung der
Gitterkonstante. Der Abstand der Streifenwellenleiter ist nicht
festgelegt, da eine parallele Anordnung nicht zwingend ist. Der
Abstand an der Einkoppelstelle oder beim Übergang in Taperstrukturen
kann bis zu einigen Gitterkonstanten betragen.
- 4. Da sowohl photonische Kristallbauelemente als auch Streifen
bzw. Rippenwellenleiter mit der Lichtwellenlänge skalieren,
kann durch geeignete Dimensionierung die Kopplungsstelle an die
geforderte Arbeitswellenlänge angepasst werden. Auf diese
Weise sind innerhalb der absorptionsfreien Spektralbereiche der
verwendeten Materialien im Rahmen der technischen Strukturgebungsgrenzen
weite Spektralbereiche für die Lichteinkopplung zugänglich.
Bevorzugte Wellenlängenbereiche umfassen dabei den sichtbaren (Wellenlängen
400 nm–750 nm) und Infrarotspektralbereiche (nahes Infra rot:
750 nm–3 μm, mittleres Infrarot: 3 μm–50 μm).
Grundsätzlich können die Strukturen jedoch auch
für andere Spektralbereiche wie Ultraviolett, Terahertz-
oder Mikrowellen hergestellt werden. Da die Gitterkonstante der photonischen
Kristalle dieselbe Größenordnung wie die Wellenlänge
der genutzten Ausbreitungsmoden der PhC-Wellenleiter hat, erstreckt
sich der Bereich der Gitterkonstanten größenordnungsmäßig
daher von 1 nm bis 10 cm, vorzugsweise von 100 nm bis 100 μm.
In einer besonders bevorzugten Ausführung hat die Gitterkonstante Werte
zwischen 400 nm und 1000 nm.
- 5. Die Erfindung kann grundsätzlich auf alle Arten von
PhC-Strukturen mit und ohne funktionale Defekte in hoch- und niedrigbrechenden
Materialien gleichermaßen angewandt werden. Beispiele sind Silizium-PhC
in SOI-Technologie, PhC aus SiO2 oder Si3N4, GaAs-PhC und
Polymer-PhC.
- 6. Die photonischen Kristalle, auf die sich die Erfindung bezieht,
können vorzugsweise mit Photolithographie, Elektronenstrahllithographie
oder Nanoimprint-Lithographie hergestellt werden. Alternativ können
auch elektrochemische, mikrostereolithographische oder holographische
Herstellungsverfahren geeignet sein.
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ZITATE ENTHALTEN IN DER BESCHREIBUNG
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Zitierte Patentliteratur
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- - EP 1666940
A1 [0005]
- - WO 2004/017113 A1 [0005]