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Dec 30, 2023

Nichtlineare Steuerung der umschaltbaren Wellenlänge

Wissenschaftliche Berichte Band 12,

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 10715 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Basierend auf der Transfermatrixtheorie erkenne ich eine nahezu perfekte wellenlängenselektive Absorption von Wellen im nahen Infrarot in einem eindimensional defekten photonischen Kristall, \((AB)^ND(BA)^M\), der ein Vanadiumdioxid enthält ( VO\(_2\)) Phasenübergangsschicht als Defekt. Zunächst wird der Einfluss der Periodenzahlen N und M auf das Absorptionsspektrum untersucht, um einen perfekten Absorptionspeak zu erzielen. Es wird gezeigt, dass die optimalen Periodenzahlen der Struktur zur Maximierung des Absorptionspeaks N = 7 und M = 16 sind. Unsere Ergebnisse zeigen auch, dass aufgrund der Symmetrie der Struktur in Bezug auf VO eine schmalbandige, nahezu perfekte Absorption erreicht wird \(_2\). Außerdem ist die Absorptionsmenge der betrachteten Struktur etwa 50-mal größer als die eines freistehenden VO\(_2\). Darüber hinaus können der Absorptionsspitzenwert und die Resonanzwellenlänge kontinuierlich eingestellt werden, während VO\(_2\) bei einer Temperatur von 340 K von der Halbleiter- in die Metallphase übergeht. Darüber hinaus wird diskutiert, wie sich verschiedene Parameter wie Polarisation und Einfallswinkel auf die Absorptionsspektren auswirken. Abschließend werden die nichtlinearen Absorptionsspektren der Struktur neben dem linearen Fall grafisch dargestellt. Das aktuelle System kann beim Entwurf praktischer abstimmbarer optischer Geräte wie IR-Sensoren, Begrenzer und Schalter angewendet werden.

Da die Suche nach aktiven optischen Systemen ein wachsendes Interesse weckt, sind Substanzen mit besonderen und ausnutzbaren dynamischen Kontrolleigenschaften von größter Bedeutung geworden, um neuartige Entwicklungen in praktischen Anwendungen zu ermöglichen, einschließlich mikrofluidischer Sensoren, optischer Schaltgeräte, thermischer Emitter, Filter und Modulatoren1,2,3. 4,5,6,7,8,9. Von besonderem wachsendem Interesse ist die Untersuchung des Absorptionsverhaltens sowohl in der Wissenschaft als auch in der Technik, da sie über ein beispielloses Potenzial für die Realisierung maßgeschneiderter integrierter Geräte verfügen10,11,12. Die Suche nach geeigneten optischen Materialien mit extern kontrollierbaren Parametern stellt in der modernen Technologie eine große Herausforderung dar, da eine Vielzahl von Anwendungen aufgrund der mangelnden Einstellbarkeit erschwert wird. Daher ist die Einstellbarkeit der Wechselwirkung zwischen elektromagnetischer Strahlung und Materie für viele Anwendungen äußerst wünschenswert, die auf der richtigen Variation ihrer Eigenschaften durch bestimmte externe Faktoren beruhen. Eine dynamische Kontrolle kann durch die korrekte Integration vorherrschender Designs mit aktiven Medien wie Flüssigkristallen, Graphen und Phasenübergangsmaterialien (PTMs)13,14,15,16,17,18 erreicht werden. Soweit wir wissen, können PTMs diesen Wettbewerb gewinnen, da sie weitreichend anpassbare Fähigkeiten in der Datenspeicherung, Sensoren, thermochromen Anwendungen, optischen Schaltern, Polarisatoren und Absorbern bieten, da sie als Reaktion auf externe Reize durch Anlegen eines reversibel zwischen zwei verschiedenen Zuständen wechseln elektrische, optische oder thermische Anregung19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29. Unter den funktionellen PTMs hat Vanadiumdioxid (VO\(_2\)) als Halbleiter-zu-Metall-Übergangsmaterial (SMT) erster Ordnung aufgrund seiner bemerkenswerten elektrischen und optischen Eigenschaften große Aufmerksamkeit erregt. VO\(_2\), erstmals von Morin30 entdeckt, erfährt die SMT bei der kritischen Temperatur von T = 340 K, unterhalb derer es ansonsten ein Halbleiter oder ansonsten ein isotropes Metall ist, und zwar unter verschiedenen Reizen wie Temperatur, Spannung und magnetischen Einflüssen oder elektrisches Feld31,32,33. VO\(_2\) ist eine vielversprechende Wahl für Anwendungen in auf Wärme reagierenden Geräten, da sein reversibler Übergang vom Halbleiter- in den Metallzustand zu einer signifikanten Änderung seiner Leitfähigkeit und optischen Konstante beim Anstieg des Wärmeprozesses führt34. Die SMT von VO\(_2\) geht mit einem deutlichen Anstieg der Infrarot-(IR)-Absorption35 einher. Insbesondere die IR-Transmission und -Reflexion werden durch die Temperaturänderung dramatisch beeinflusst, während die Transmission von sichtbarem Licht während des Übergangsprozesses nahezu unverändert bleibt36. Basierend auf diesen Eigenschaften wurde VO\(_2\) dann in großem Umfang bei der Entwicklung aktiver und abstimmbarer photonischer Geräte wie selektiver Absorber und thermischer Emitter verwendet4,37,38,39.

In verschiedenen Berichten wurden verschiedene Merkmale optischer Strukturen untersucht, an denen VO\(_2\) beteiligt ist. Ein aktives THz-Metamaterial aus VO\(_2\)-Schnittdrahtresonatoren auf Glassubstrat wurde 2010 vorgeschlagen40. Kats et al. schlug einen perfekten Absorber vor, der aus einem ultradünnen (\(\uplambda /65\))-Film aus VO\(_2\) auf einem Saphirsubstrat besteht, der zu einer Absorption von 99,75\(\%\) bei \(\uplambda =11,6\) führt. upmu \text {m}\)41. Y-förmige Infrarot-Plasmonenantennen, deren Resonanzen mithilfe von VO\(_2\) PTM abgestimmt oder ein-/ausgeschaltet werden können, wurden 201342 hergestellt. Song et al. experimentell demonstrierte eine schaltbare ultradünne Terahertz-Viertelwellenplatte (QWP) durch Hybridisierung von Metaoberflächen mit VO\(_2\), bei der sich die effektive Länge der Metallresonatoren in der Metaoberfläche durch den Phasenübergang von eingefügtem VO\(_2\) ändert. Dann wird die Betriebsfrequenz des QWP abstimmbar und ein linear polarisiertes Licht wird bei den entsprechenden Betriebsfrequenzen in ein zirkular polarisiertes Licht umgewandelt19. Sanchez et al. stellte erstmals abstimmbare Polarisatoren vor, die mit der Siliziumphotonik kompatibel sind. Dieser abstimmbare transversale elektrische Durchgangspolarisator basiert auf der Hybrid-VO\(_2\)/Silizium-Technologie. Sie können die Unterdrückung der unerwünschten Polarisation steuern, indem sie die optischen Verluste über den Phasenübergang von VO\(_2\)43 hinweg anpassen. Lei et al. demonstrierten eine einzigartige Strategie für dynamische Breitbandabsorption im Bereich vom nahen bis mittleren IR. Dieser thermisch abstimmbare Absorber besteht aus oberen Kappen aus Chrom (Cr), thermochromen VO\(_2\)-Abstandshaltern und einem Cr-Filmsubstrat. Sie zeigten, dass eine ultrabreitbandige Absorption im Bereich von 1627–4696 nm erfolgreich erreicht wird. Konkret ändert sich die 90\(\%\)-Absorptionsbandbreite von 3069 auf 632 nm, wenn VO\(_2\) von einem Halbleiter- in einen Metallzustand übergeht, und die jeweiligen durchschnittlichen Absorptionen über die entsprechenden Banden betragen bis zu 93,5\(\ %\) und 96\(\%\)37. Kürzlich haben Shibuya et al. untersuchten die Schaltzeit von optischen Modulatoren im Mikrometerbereich, die aus einem Si-Wellenleiter mit einer VO\(_2\)-Mantelschicht bestehen, indem sie den photothermischen Effekt ausnutzten. Das Gerät weist eine stabile optische Schaltung mit einem hohen Extinktionsverhältnis von über 16 dB auf. Während des Heiz- und Kühlvorgangs wird die Abhängigkeit der Schaltzeit von der einfallenden Lichtleistung untersucht44. Vor kurzem haben Ren et al. stellten ein schaltbares bifunktionales Metamaterial vor, das aus einer hybriden Gold-VO\(_2\)-Nanostruktur besteht, in der die perfekte Absorption und asymmetrische Transmission für zirkular polarisiertes Nah-IR-Licht thermisch umgeschaltet werden kann45.

Photonische Kristalle (PCs), Strukturen mit periodischer Modulation des Brechungsindex, sind aufgrund ihrer Fähigkeit, elektromagnetische (EM) Wellen zu kontrollieren und einzuschränken, zu einer unverzichtbaren Technologie im gesamten Bereich der optischen Physik geworden46. Darüber hinaus ist die Einführung nichtlinearer Elemente in PCs von großem wissenschaftlichen Interesse, da sie neue Designmöglichkeiten bietet und sie sehr geeignet macht, viele Phänomene wie optische Phasenkonjugation, Erzeugung der dritten Harmonischen, Selbstfokussierung von Licht, Vierwellenmischung usw. zu demonstrieren. und optische Bistabilität47,48,49,50,51. Die Kerr-Nichtlinearität führt zur Abhängigkeit des Brechungsindex von der Lichtintensität. Daher kann man durch die Integration der Kerr-Nichtlinearität in einen PC die Ausbreitung elektromagnetischer Wellen dynamisch steuern. Aufgrund dieser Fakten gilt die Entwicklung nichtlinearer PCs als eines der aktuellen Themen, da sie uns der Entwicklung nützlicher optischer Geräte wie rein optischer Signalprozessoren und Kurzimpulskompressoren einen Schritt näher bringen können52,53.

Kurz gesagt, gemäß der oben genannten Klarstellung war ich motiviert, einen innovativen nichtlinearen eindimensionalen (1D) PC vorzustellen, der die VO\(_2\)-Defektschicht enthält, um das Absorptionsverhalten der Nah-IR-Lichter durch die aktiv zu modulieren Phasenübergangsprozess. Zunächst zeige ich, dass die Anpassung des maximalen Absorptionswerts durch Ändern der Periodenzahl auf beiden Seiten der VO\(_2\)-Defektschicht möglich ist. Anschließend wird gezeigt, dass durch die Erzeugung eines Defektmodus in der Struktur eine schmalbandige, nahezu vollständige Absorption von Wellen im nahen Infrarot erreicht werden kann. Die Absorptionseigenschaften der Struktur werden unter dem Phasenübergangscharakter von VO\(_2\) untersucht. Abschließend wird der Einfluss der Nichtlinearität auf die Absorption untersucht. Diese Studie bietet neue Möglichkeiten für die Kontrolle der Absorption in nichtlinearen 1D-PCs, einschließlich einer Defektschicht aus PTM. Der Rest dieser Arbeit ist wie folgt gegliedert: Das Modell der Struktur und die theoretische Berechnung sind in Abschnitt 2 angegeben; die numerische Analyse und Diskussion der spektralen Eigenschaften der Struktur werden in Abschnitt 3 vorgestellt; schließlich ist Abschnitt 4 den Schlussfolgerungen gewidmet.

Betrachten Sie einen defekten 1D-PC in der Luft mit der Struktur \((AB)^ND(BA)^M\), der aus abwechselnd entlang der Z-Achse gestapelten Materialien A und B und einer Defektschicht D besteht. Beachten Sie, dass die In dieser Arbeit wird davon ausgegangen, dass die einzelnen Schichten der Struktur verlustfrei sind. Daher ist die gesamte Absorption der Struktur auf die VO\(_2\)-Schicht zurückzuführen. In dieser Arbeit wird davon ausgegangen, dass alle Schichten nicht magnetisch sind (\(\mu =1\)). Die Schicht von A wird als nichtlineares Material vom Kerr-Typ (Polydiacetylen 9-BCMU) betrachtet, dessen Brechungsindex als \(n_{A}^{NL}=n_{A}(1+\chi ^{(3) geschrieben wird )}I/2)\), wobei \(n_A=1,55\) der lineare Brechungsindex ist, \(\chi ^{(3)}=2,5\times 10^{-5}~{\text {cm} }^2/\text {MW}\) ist der nichtlineare Koeffizient und I ist die elektrische Feldstärke. Die Schicht aus B gilt als isotropes Dielektrikum (TiO\(_2\)) mit dem Brechungsindex \(n_B=2,31\). N und M stehen für die Anzahl der Perioden. Die Dicken der Schichten A und B erfüllen die Viertelwellenbedingung, d. \). Die Schicht aus D bezeichnet eine Defektschicht aus VO\(_2\) mit der Dicke \(d_D=35\) nm und dem Brechungsindex \(n_D=\sqrt{\varepsilon _D}\). Da VO\(_2\) wie ein natürliches Metamaterial wirkt, einschließlich halbleitender und metallischer Einschlüsse, die erheblich kleiner als die Arbeitswellenlänge bei und in der Nähe der Phasenübergangsbedingung sind, könnten seine optischen Eigenschaften mithilfe der Maxwell-Garnett-Theorie des effektiven Mediums54 bewertet werden. Daher wird die VO\(_2\)-Schicht hauptsächlich durch ihre relative Permittivität \(\varepsilon _D\) beschrieben, die als Funktion von f, \(\omega\) ausgedrückt wird als:

wobei f ein temperaturabhängiger Faktor ist, der den Phasenübergang von VO\(_2\) ausdrückt. \(\varepsilon _{s}^{\omega }\) und \(\varepsilon _{m}^{\omega }\), die in Ref.55 ausführlicher beschrieben werden, sind die relativen Permittivitäten von VO\(_2 \) in der halbleitenden und metallischen Phase entsprechend \(f=0\) bzw. \(f=1\). Die Temperaturabhängigkeit des Faktors f wird von Chettiar et al. veranschaulicht. während der Heiz- und Kühlzyklen56. Es wird angenommen, dass der Übergang vom halbleitenden in den metallischen Zustand während des Erwärmungsprozesses bei etwa 335 K bzw. 345 K beginnt und endet. Wohingegen VO\(_2\) einen Phasenübergang von Metall zu Halbleiter erfährt, wenn es von 335 K auf etwa 325 K abgekühlt wird.

Angenommen, eine ebene Welle fällt aus der Luft unter einem Einfallswinkel \(\theta\) mit der Richtung \(+z\) auf die Grenzfläche der Struktur ein. Alle Schichten unserer Struktur verlaufen parallel zur \(xy\)-Ebene und die z-Achse verläuft senkrecht zu den Grenzflächen der Schichten. Die Absorptionsspektren der Struktur können mit der bekannten Transfermatrixmethode9,57 wie folgt analysiert werden:

wobei \(\chi _{11}\) und \(\chi _{21}\) die Elemente (1, 1) bzw. (2, 1) der Gesamttransfermatrix der vorgeschlagenen Struktur sind. Wie in der folgenden Gleichung ausgedrückt, verbindet \(\chi\) die einfallenden, reflektierten und übertragenen elektrischen (magnetischen) Felder am Einfalls- und Austrittsende für eine TE (TM)-polarisierte Welle.

Die Bedeutung und der Wert jedes Parameters in Gl. (3) sind ausführlich in Lit. 9,58 aufgeführt.

In diesem Abschnitt bewerte ich numerisch die Absorptionsreaktion des betrachteten 1D-defekten PC im normalisierten Wellenlängenbereich von \(0,7<\uplambda /\uplambda _0<1,6\). Zunächst untersuche ich die linearen Eigenschaften der Struktur unter der Voraussetzung, dass alle Schichten linear sind (\(\chi ^{(3)}=0\)). Da es sich bei der Struktur um einen defekten PC handelt, ist ein Defektmodus zu erwarten, der die Lokalisierung des elektrischen Feldes um die Defektschicht verursacht. Dadurch kann eine verbesserte Absorption erreicht werden. In diesem Zusammenhang zeichne ich Abb. 1 auf, um den Absorptionsspitzenwert der Struktur als Funktion der Periodenzahlen auf beiden Seiten der Defektschicht beim normalen Einfall für die halbleitende Phase von VO\(_2\) (\(f) zu untersuchen =0\)). Hier stellt die Farbe Weiß (Schwarz) einen Absorptionskoeffizienten von 1 (0) dar, entsprechend dem Farblegendenband neben der Abbildung. Wie Abb. 1 zeigt, gibt es eine optimale Periodenzahl für die linke Seite der Defektschicht, d. h. \(N=7\), um die Absorption der Struktur zu maximieren, während die Periodenzahl auf der rechten Seite vernachlässigbar oder gar nicht vorhanden ist Effekt, wenn die Periodenzahl über \(M\ge 16\) erhöht wird. Da der Absorptionswert der Struktur in den Fällen \(N=7\) und \(N=8\) gleich zu sein scheint, zeichne ich Abb. 2, um ihre Absorptionsspektren deutlich zu vergleichen. Abbildung 2a,b veranschaulichen Absorptionsspektren der Struktur \((AB)^ND(BA)^M\) bei normalem Einfall als Funktion der rechten Iterationszahl M in zwei Fällen (a) \(N=7\) und (b) \(N=8\). Es ist offensichtlich, dass die Absorption durch Erhöhen von M auf 16 erheblich erhöht wird. Darüber hinaus beträgt die Spitzenabsorption der Struktur mit \(N=7\) und \(N=8\) etwa 99\(\%\) und 93\(\%\), jeweils wenn \(f=0\). Diese Ergebnisse stimmen gut mit den Ergebnissen von Abb. 1 überein. Im Folgenden wird M auf 16 und N auf 7 festgelegt.

Diagramm des Absorptionsspitzenwerts der defekten Struktur \((AB)^ND(BA)^M\) als Funktion der Periodenzahlen N und M.

Absorptionsspektren der Defektstruktur \((AB)^ND(BA)^M\) als Funktion von \(\uplambda /\uplambda _0\) für (a) \(N=7\) und (b) \(N=8\) für unterschiedliche Iterationszahlen von M bei normalem Einfall für die halbleitende Phase von VO\(_2\).

Um zu ermitteln, wie sich der Einschluss der VO\(_2\)-Schicht auf die optischen Eigenschaften der Struktur auswirkt, werden die Transmissions- (T) und Reflexionsspektren (R) der Struktur mit (schwarzen durchgezogenen bzw. grünen gestrichelten Linien) und ohne (blau gestrichelte bzw. rot gepunktete Linien) VO\(_2\) unter normalem Einfall sind in Abb. 3a dargestellt. Die Spektren offenbaren den wesentlichen Einfluss von VO\(_2\) auf die Reflexion des 1D-PC im lokalisierten Zustand. Zum Vergleich: Absorptionsspektren als Funktion der normalisierten Wellenlänge für bloßes VO\(_2\), VO\(_2\), das sich über der periodischen Struktur \((BA)^{16}\ befindet) und VO\(_2 \), die als Defektschicht des eindimensionalen asymmetrischen \((AB)^7D(AB)^{16}\) und symmetrischen \((AB)^7D(BA)^{16}\) PC verwendet werden, sind in Abb. dargestellt . 3b (rot gepunktet, blau gestrichelt, grün strichpunktiert bzw. schwarze durchgezogene Linie). Es ist klar, dass die Absorption zwar um etwa 0,9\(\uplambda _0\) (720 nm) erhöht werden kann, indem VO\(_2\) über der periodischen Struktur (VO\(_2\) \(BA)^{ platziert wird. 16}\), blaue gestrichelte Linie), eine nahezu perfekte Absorption bei 1,066\(\uplambda _0\) (853 nm) wird nur erreicht, wenn VO\(_2\) als Defektschicht des 1D-symmetrischen PC eingeführt wird (\ ((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\, schwarze durchgezogene Linie). Darüber hinaus ist die Absorption der Struktur \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) bei normalem Einfall etwa 50-fach verbessert im Vergleich zu einem freistehenden VO\ (_2\). Der Grund für den dramatischen Anstieg der Absorption des defekten 1D-symmetrischen PC liegt in der Tatsache, dass die Stärke des elektrischen Feldes um die Position der Defektschicht herum stark ansteigt. Daher wird für die nachfolgende Analyse die symmetrische Struktur \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) ausgewählt.

(a) Transmissions- (T) und Reflexionsspektren (R) der Struktur \((AB)^7D(BA)^{16}\) mit (schwarze durchgezogene bzw. grüne gestrichelte Linie) und ohne (blaue gestrichelte Linie). bzw. rot gepunktete Linien) VO\(_2\) als Funktion der normalisierten Wellenlänge \(\uplambda /\uplambda _0\) bei normalem Einfall. (b) Vergleich der Absorptionsspektren gegen \(\uplambda /\uplambda _0\) für bloßes VO\(_2\), VO\(_2\), das sich über der periodischen Struktur \((BA)^{16} befindet \), und VO\(_2\) wird als Defektschicht des 1D asymmetrischen \((AB)^7D(AB)^{16}\) und symmetrischen \((AB)^7D(BA)^{16 verwendet }\) PC (rot gepunktet, blau gestrichelt, grün strichpunktiert bzw. schwarze durchgezogene Linien) bei normalem Einfall für die halbleitende Phase von VO\(_2\).

Als nächstes werde ich die Empfindlichkeit der Absorption gegenüber dem temperaturabhängigen Faktor f untersuchen. Abbildung 4a–c zeigt die Absorptionsspektren der Struktur als Funktion der normalisierten Wellenlänge für verschiedene Werte des Füllanteils \(f=0\) (schwarze durchgezogene Linie für TM-polarisierte Welle und grüne gestrichelte Linie für TE-polarisierte Welle). ) und \(f=1\) (rote gestrichelte Linie für TM-polarisierte Welle und blaue gepunktete Linie für TE-polarisierte Welle) bei den Einfallswinkeln 0\(^{\circ }\), 30\(^{\circ }\) bzw. 60\(^{\circ }\). Wie in Abb. 4a – c zu sehen ist, kann eine Änderung der Phase der VO\(_2\)-Schicht durch eine Temperaturerhöhung auf etwa 340 K die Absorptionseigenschaften beeinflussen und so zu einer Variation der Position des Resonanzpeaks und der relevanten Intensität führen. Es ist zu beachten, dass es zu einer Abnahme des Absorptionspeaks kommt, wenn der Einfallswinkel vom normalen Einfallswinkel abweicht, was bei der TE-polarisierten Welle dominanter ist als bei der TM-polarisierten Welle. Mit anderen Worten: Die Struktur absorbiert die schräge TM-polarisierte Welle stärker als die TE-Welle, insbesondere bei großen Einfallswinkeln. Die Abnahme der Absorption ist darauf zurückzuführen, dass die zurückgelegte optische Weglänge durch die Struktur mit zunehmendem Einfallswinkel länger wird. Unsere Ergebnisse zeigen offensichtlich, dass bei normalem Einfall eine leichte Empfindlichkeit gegenüber der Phase von VO\(_2\) besteht, bei der die maximale Absorption der Struktur etwa 99\(\%\) und 98\(\%\) beträgt normalisierte Wellenlänge von 1,066 \(\uplambda _0\) und 1,064 \(\uplambda _0\) in der halbleitenden bzw. metallischen Phase. Sowohl für TM- als auch für TE-polarisierte Wellen stelle ich außerdem fest, dass der Übergang von VO\(_2\) von der halbleitenden zur metallischen Phase (Erhöhung des Faktors f von 0 auf 1) dazu führt, dass sich die Position des Defektmodus in Richtung der höheren Frequenzen im Schrägbereich verschiebt Inzidenz beträgt 30\(^{\circ }\) und 60\(^{\circ }\), obwohl sie bei TM-Inzidenzen stärker ausgeprägt ist. Darüber hinaus bleibt der Absorptionsspitzenwert nahezu unverändert, wenn der Parameter f für TE-polarisierte Wellen von 0 auf 1 ansteigt, während er für den TM-Modus abnimmt. Diese Merkmale in der genannten Struktur hätten potenzielle Anwendungen bei der Entwicklung von PC-Geräten, bei denen eine einstellbare Absorption oder monochromatische Filterung durch Anpassung externer Steuerparameter wie der Temperatur erforderlich ist.

Absorptionsspektren der Struktur \((AB)^7D(BA)^{16}\) versus \(\uplambda /\uplambda _0\) für den Halbleiter (TM; schwarze durchgezogene Linie, TE; grüne strichpunktierte Linie) und metallische (TM; rote gestrichelte Linie, TE; blaue gepunktete Linie) Phasen des VO\(_2\) bei den Einfallswinkeln von 0\(^{\circ }\), 30\(^{\circ }\) bzw. 60\(^{\circ }\).

Um die Winkelabhängigkeit der entworfenen Struktur weiter zu verdeutlichen, werden die Absorptionsspektren der Struktur in der Ebene der normalisierten Wellenlänge und des Einfallswinkels (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) für TM- aufgetragen. (rechte Tafeln) und TE-polarisierte Wellen (linke Tafeln) in Abb. 5a–d für die halbleitende Phase (\(f=0\), obere Tafeln) und die metallische Phase von VO2 (\(f=1\), unten Panels), wodurch auch die dynamisch einstellbare Natur der schmalbandigen Absorptionscharakteristik über die Phasenänderung der VO2-Schicht sichtbar gemacht wird. Außerdem zeigt der Defektmodus, wie man sehen kann, in allen Fällen eine Blauverschiebung, wenn der Einfallswinkel von 0 auf 89\(^{\circ }\) zunimmt, da die Position des Absorptionspeaks (entspricht dem Defektmodus) direkt ist proportional zum Kosinus des Einfallswinkels entsprechend der Resonanzbedingung.

Absorptionsspektren der Defektstruktur \((AB)^7D(BA)^{16}\) in der Ebene von (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) für TM-Polarisation (links Felder) und TE-Polarisation (rechte Felder) für die halbleitende und metallische Phase des VO\(_2\) (oberes bzw. unteres Feld).

Da der Faktor f mit der Temperatur zusammenhängt, kann das Absorptionsspektrum der Struktur durch Steuerung der Temperatur eingestellt werden. Um das einstellbare Verhalten weiter zu demonstrieren, wird auch die Abhängigkeit der Absorption von der Temperatur untersucht. Abbildung 6a stellt die Absorptionsspektren der vorgeschlagenen Struktur \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) bei normalem Einfall für sowohl halbleitende als auch metallische Phasen von VO\(_2\) (fest und) dar gestrichelte Linien). Aus dem Einschub von Abb. 6a ist ersichtlich, dass die Absorption der Struktur bei der Resonanzwellenlänge von 851,3 nm etwa 58\(\%\) und 99\(\%\) für den halbleitenden und metallischen Zustand von VO beträgt. (_2\). Dies bedeutet, dass durch Erhitzen des Systems (dh Erhöhen von f von 0 auf 1) die Absorption der Struktur von 0,58 auf 0,99 steigt. Die Absorptionsrate der Struktur bei mehreren Resonanzwellenlängen ist ebenfalls in Tabelle 1 angegeben. Die Temperaturabhängigkeit der Absorption bei verschiedenen Wellenlängen für senkrechten Einfall ist in Abb. 6b während des Aufheiz- und Abkühlvorgangs dargestellt. Hier zeigen die dicken (dünnen) Linien den Heiz- (Kühl-) Modus an. Wie aus Abb. 6b ersichtlich ist, steigt die Absorptionsrate der Resonanzwellenlänge von 851,3 nm (1013 nm) dramatisch von 0,58 auf 0,99 (0,3 auf 0,48), indem die Temperatur von 335 K auf 345 K erhöht wird, während es zu einer Verringerung kommt die Absorptionsrate der Wellenlänge 704 nm im Erhitzungsprozess. Andererseits ist ein umgekehrtes Absorptionsmuster für alle Wellenlängen zu beobachten, wenn die Temperatur von 335 K auf 325 K sinkt. Dann könnte die Absorption der Struktur hauptsächlich durch Manipulation der Temperatur gesteuert werden.

(a) Absorptionsspektren der Struktur \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) als Funktion der Wellenlänge \(\uplambda\) bei normalem Einfall für den Halbleiter (schwarze durchgezogene Linie). ) und metallische (rote gestrichelte Linie) Phasen von VO\(_2\). Der Einschub zeigt die Absorption der Struktur im Wellenlängenbereich von 845–860 nm sowohl im Kühl- als auch im Heizmodus. (b) Temperaturabhängige Absorption der Struktur \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) bei drei verschiedenen Wellenlängen \(\uplambda =704\), 851,3 und 1013 nm für Normaleinfall während der Heiz- und Kühlzyklen.

Um die nichtlinearen Absorptionseigenschaften der vorgeschlagenen Struktur zu veranschaulichen, genauer gesagt die Auswirkung der optischen Nichtlinearität dritter Ordnung auf den Resonanzpeak, zeige ich zunächst den Absorptionspeakwert als Funktion von M bei normalem Einfall für verschiedene Iterationszahlen von N. Hier VO \(_2\) wird in der Halbleiterphase (\(f=0\)) angenommen und die elektrische Feldstärke wird mit \(I=100\) MW/cm\(^2\) angenommen. Darüber hinaus liegt in allen Polydiacetylen-9-BCMU-Schichten eine Kerr-Nichtlinearität mit \(\chi ^{(3)}=2,5\times 10^{-5}\) cm\(^2\)/MW vor. Wie in Abb. 7 gezeigt, wird die Intensität des Absorptionspeaks maximal, wenn \(N=7\) und \(M=16\). Daraus kann man schließen, dass es sich um die optimalen Zahlen handelt, um eine nahezu vollständige Absorption (> 99 %) wie im linearen Fall zu erreichen.

Absorptionspeak der nichtlinearen Defektstruktur \((AB)^ND(BA)^M\) als Funktion der Periodenzahl M bei normalem Einfall für verschiedene Iterationszahlen von N. Die elektrische Feldstärke und die Kerr-Nichtlinearität in allen Polydiacetylenen 9- Es wird davon ausgegangen, dass die BCMU-Schichten \(I=100\) MW/cm\(^2\) und \(\chi ^{(3)}=2,5\times 10^{-5}\) cm\(^2\) betragen \)/MW bzw. Dabei wird VO2 in der Halbleiterphase berücksichtigt.

In dieser Phase bewerte ich die Feldintensitätsabhängigkeit des Absorptionsverhaltens. Abbildung 8a zeigt die Abstimmbarkeit der Struktur, dh die Beziehung zwischen Absorptionsspektren und der Feldintensität im nichtlinearen Bereich für \(f=0\) (oberes Bild) und \(f=1\) (unteres Bild) bei normalem Einfall . Wenn die Intensität von 0 auf 300 MW/cm\(^2\) ansteigt, zeigt der Absorptionspeak eine Rotverschiebung in zwei Metall- und Halbleiterphasen von VO\(_2\), wohingegen eine Blauverschiebung in der Resonanzwellenlänge auftritt während sich die Phase von VO\(_2\) vom halbleitenden in den metallischen Zustand ändert. Um einen besseren Einblick zu erhalten, ist in Abb. 8b auch die Feldintensitätsabhängigkeit der Absorptionsspitzenwerte und der Resonanzspitzenwellenlänge bei senkrechtem Einfall dargestellt. Hier entsprechen die oberen und unteren Felder den halbleitenden (\(f=0\)) bzw. metallischen (\(f=1\)) Phasen von VO\(_2\). Es ist zu beachten, dass sich bei einer Änderung der elektrischen Feldstärke auch der Brechungsindex der nichtlinearen Schichten ändert. Dann könnten die Absorptionseigenschaften dynamisch einstellbar sein. Darüber hinaus wird gezeigt, dass die thermische Steuerung der Phasenkoexistenz im VO\(_2\) zusätzlich zur Resonanzwellenlänge eine Umschaltung des Absorptionsspitzenwerts ermöglicht.

(a) Absorptionsspektren der nichtlinearen Defektstruktur \((AB)^7D(BA)^{16}\) bei normalem Einfall. (b) Absorptionspeakwerte (\(A_{peak}\)) und resonante Peakwellenlängen (\(\uplambda _{peak}\)) gegenüber der Feldintensität. Hier entsprechen die oberen und unteren Felder den halbleitenden (\(f=0\)) bzw. metallischen (\(f=1\)) Phasen von VO\(_2\).

Zusammenfassend werden die Absorptionseigenschaften eines 1D-PCs einschließlich einer Defektschicht aus VO\(_2\) im nahen Infrarot-Frequenzbereich analysiert. Aus den numerischen Ergebnissen, die mit der Transfermatrixmethode durchgeführt wurden, geht hervor, dass die Einfügung einer einzelnen Schicht von VO\(_2\) in unser System aufgrund der Lokalisierung zu einer nahezu einsigen und schmalbandigen Absorption führen kann elektrisches Feld um die Defektschicht. Außerdem wird veranschaulicht, dass die resonante perfekte Absorptionswellenlänge ohne wesentliche Änderung der Absorptionsintensität abgestimmt werden kann, indem die Phase der VO\(_2\)-Schicht vom halbleitenden in den metallischen Zustand umgeschaltet wird. Darüber hinaus zeigt die Untersuchung der Winkelabhängigkeit der Absorptionsspektren, dass die Resonanzwellenlänge eine Blauverschiebung erfährt, wenn der Einfallswinkel von 0 auf 89\(^{\circ }\) steigt. Ich untersuche auch das einstellbare Absorptionsverhalten der vorgeschlagenen Struktur aus nichtlinearen Schichten vom Kerr-Typ. Man geht davon aus, dass unsere Struktur neben Anwendungen wie Sensoren, Detektoren, Schaltern, Absorptionsfiltern usw. auch potenziell großartige Anwendungen in aktiven nichtlinearen optoelektronischen Geräten haben könnte.

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Abteilung für Optoelektronik und Informationstechnik, Hochschule für Präzisionsinstrumente und Optoelektronik, Tianjin-Universität, Tianjin, 300072, Volksrepublik China

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ZS führte die ersten Berechnungen durch, analysierte und interpretierte die Ergebnisse und verfasste den Haupttext des Manuskripts.

Korrespondenz mit Ziba Saleki.

Der Autor gibt keine Interessenkonflikte an.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Saleki, Z. Nichtlineare Steuerung der umschaltbaren wellenlängenselektiven Absorption in einem eindimensionalen photonischen Kristall einschließlich ultradünnem Phasenübergangsmaterial-Vanadiumdioxid. Sci Rep 12, 10715 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-14486-2

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Eingegangen: 17. November 2021

Angenommen: 01. April 2022

Veröffentlicht: 23. Juni 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-14486-2

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