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Dec 30, 2023

切り替え可能な波長の非線形制御

Rapporti scientifici Volume 12,

Scientific Reports volume 12、記事番号: 10715 (2022) この記事を引用

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メトリクスの詳細

伝達行列理論に基づいて、二酸化バナジウムを含む一次元欠陥フォトニック結晶 \((AB)^ND(BA)^M\) における近赤外波のほぼ完全な波長選択吸収を実現しました ( VO\(_2\)) 相転移層が欠陥として現れます。 まず、完全な吸収ピークを達成するために、吸収スペクトルに対する周期数 N と M の影響が研究されます。 吸収ピークを最大化する構造の最適な周期数は N = 7 および M = 16 であることが示されています。また、この結果は、VO に対する構造の対称性により、狭帯域でほぼ完全な吸収が達成されることも示しています。 \(_2\)。 また、考慮した構造の吸収量は、自立型 VO\(_2\) の吸収量の約 50 倍です。 さらに、VO\(_2\) が 340 K の温度で半導体から金属相に転移する間に、吸収ピーク値と共鳴波長を連続的に調整できます。 さらに、偏光や入射角などのさまざまなパラメータが吸収スペクトルにどのように影響するかについても説明します。 最後に、構造の非線形吸収スペクトルが線形の場合の横にグラフで示されています。 現在のシステムは、IR センサー、リミッター、スイッチなどの実用的な調整可能な光学デバイスの設計に適用できます。

アクティブ光学システムの探究が関心を集めるにつれ、マイクロ流体センサー、光スイッチングデバイス、熱エミッター、フィルター、変調器などの実用的なアプリケーションでの新規開発を可能にするために、独特で利用可能な動的制御特性を備えた物質が最も重要になってきています1、2、3。 4、5、6、7、8、9。 特に関心が高まっているのは、カスタマイズ可能な統合デバイスを実現する前例のない可能性があるため、科学界と工学界の両方における吸収挙動の研究です。 したがって、外部から制御可能なパラメータを備えた適切な光学材料を探すことは、調整機能の欠如により多くのアプリケーションが妨げられるため、現代の技術における主要な課題となっています。 したがって、電磁放射と物質の相互作用の調整可能性は、特定の外部要因による特性の適切な変化に依存する多くのアプリケーションにとって非常に望ましいことになります。 動的制御は、一般的な設計と、液晶、グラフェン、相転移材料 (PTM) などの活性媒体を正しく統合することによって実現できます 13、14、15、16、17、18。 私たちの知る限り、PTM は、データ ストレージ、センサー、サーモクロミック アプリケーション、光スイッチ、偏光子、および吸収体において幅広く調整可能な機能を提供することにより、この競争に勝つことができます。これは、PTM が、外部刺激に応じて 2 つの異なる状態の間で可逆的に切り替わるためです。電気的、光学的、または熱的励起19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29。 機能性 PTM の中でも、一次半導体金属転移 (SMT) 材料としての二酸化バナジウム (VO\(_2\)) は、その顕著な電気的および光学的特性により大きな注目を集めています。 Moen30 によって最初に発見された VO\(_2\) は、温度、応力、磁気などのさまざまな刺激下で、T = 340 K の臨界温度で SMT を経験します。その温度以下では半導体または等方性金属になります。または電場31、32、33。 VO\(_2\) は、半導体状態から金属状態への可逆的遷移により、熱プロセスの上昇時に導電率と光学定数が大幅に変化するため、熱応答性デバイスの用途に有望な選択肢です 34。 VO\(_2\) の SMT には、赤外線 (IR) 吸収の顕著な増加が伴います 35。 特に、IR の透過と反射は温度変化によって劇的に影響を受けますが、可視光の透過は遷移プロセス中にほぼ変化しません 36。 そして、これらの特性に基づいて、VO\(_2\) は、選択的吸収体や熱エミッターなどのアクティブで調整可能なフォトニックデバイスの開発に広く使用されてきました 4,37,38,39。

VO\(_2\) に関係する光学構造の多様な特徴は、さまざまなレポートを通じて調査されています。 ガラス基板上に作製された VO\(_2\) カットワイヤ共振器からなるアクティブ THz メタマテリアルが 2010 年に提案されました 40。Kats et al. は、サファイア基板上の VO\(_2\) の極薄 (\(\uplambda /65\)) 膜で構成され、\(\uplambda =11.6~\ で 99.75\(\%\) の吸収をもたらす完全な吸収体を提案しました。 upmu \text {m}\)41. VO\(_2\) PTM を利用して共振を調整したり、オン/オフを切り替えたりできる赤外線 Y 字型プラズモニック アンテナが 2013 年に製造されました42。Song et al. メタ表面と VO\(_2\) をハイブリッド化することにより、切り替え可能な極薄テラヘルツ 1/4 波長板 (QWP) を実験的に実証しました。挿入された VO\(_2\) の相転移により、メタ表面内の金属共振器の実効長が変化します。 その後、QWP の動作周波数が調整可能になり、対応する動作周波数で直線偏光が円偏光に変換されます19。 サンチェスら。 シリコンフォトニクスに対応した可変偏光子を初めて展示した。 この調整可能な横方向電気通過偏光子は、ハイブリッド VO\(_2\)/シリコン テクノロジーに基づいています。 VO\(_2\)43 の相転移における光損失を調整することで、不要な偏光の除去を制御できます。 レイら。 は、近赤外から中赤外までの範囲における動的広帯域吸収のための独自の戦略を実証しました。 この温度調整可能な吸収体は、クロム (Cr) トップ キャップ、サーモクロミック VO\(_2\) スペーサー、および Cr フィルム基板で構成されています。 彼らは、1627 ～ 4696 nm の範囲にわたる超広帯域吸収が首尾よく達成されることを示しました。 具体的には、VO\(_2\) が半導体状態から金属状態に遷移するにつれて、90\(\%\) の吸収帯域幅は 3069 nm から 632 nm に変化し、対応する帯域にわたるそれぞれの平均吸収は 93.5\(\ %\) と 96\(\%\)37。 最近、渋谷ら。 光熱効果を利用して、VO\(_2\)クラッド層を備えたSi導波路からなるマイクロメートルスケールの光変調器のスイッチング時間を研究しました。 このデバイスは、16 dB を超える高い消光比を備えた安定した光スイッチングを示します。 入射光パワーに対するスイッチング時間の依存性は、加熱および冷却プロセス中に研究されます44。 ごく最近、Ren ら。 は、円偏光の近赤外光に対して完全な吸収と非対称透過を熱的に切り​​替えることができる、ハイブリッド金-VO\(_2\) ナノ構造で構成される切り替え可能な二機能メタマテリアルを導入しました 45。

屈折率の周期的変調を伴う構造であるフォトニック結晶 (PC) は、電磁 (EM) 波を制御および閉じ込めることができるため、光物理学の全分野にわたって不可欠な技術となっています 46。 さらに、非線形要素を PC に導入することは、新しい設計の機会を提供するため、非常に科学的に興味深いものであり、光位相共役、第 3 高調波の発生、光の自己集束、四光波混合、および光双安定性47、48、49、50、51。 カー非線形性は、屈折率の光強度への依存性をもたらします。 したがって、カー非線形性を PC に統合することにより、電磁波の伝播を動的に制御できます。 これらの事実に基づいて、非線形 PC の設計は、全光信号プロセッサや短パルス圧縮器などの有益な光デバイスの開発に一歩近づくことができるため、注目のトピックの 1 つとして認識されています 52,53。

簡単に言うと、前述の説明に従って、私は VO\(_2\) 欠陥層を含む革新的な非線形 1 次元 (1D) PC を提示して、相転移プロセス。 まず、VO\(_2\) 欠陥層の両側の周期数を変更することで、吸収の最大値を調整できることを示します。 その後、構造内に欠陥モードが生成されることにより、狭帯域で近赤外波のほぼ完全な吸収が得られることが実証されました。 構造の吸収特性は、VO\(_2\) の相転移特性の下で調査されます。 最後に、吸収に対する非線形性の影響を研究します。 この研究は、PTM の欠陥層を含む 1D 非線形 PC における吸収を制御するための新しい機会を提供します。 この論文の残りの部分は次のように構成されています。構造のモデルと理論的計算はセクション 2 に示されています。 構造のスペクトル特性の数値解析と考察はセクション 3 で説明します。 最後に、セクション 4 では結論を述べます。

z 軸に沿って交互に積層された材料 A と B と欠陥層 D で構成される \((AB)^ND(BA)^M\) の構造を持つ、空気中の欠陥のある 1 次元 PC を考えてみましょう。この論文では、構造の構成層は無損失であると仮定されます。 したがって、構造の吸収はすべて VO\(_2\) 層によるものです。 この研究全体を通して、すべての層は非磁性であると想定されています (\(\mu =1\))。 A の層はカー型非線形材料 (ポリジアセチレン 9-BCMU) であると考えられ、その屈折率は \(n_{A}^{NL}=n_{A}(1+\chi ^{(3) )}I/2)\)、\(n_A=1.55\) は線屈折率、\(\chi ^{(3)}=2.5\times 10^{-5}~{\text {cm} }^2/\text {MW}\) は非線形係数、I は電界強度です。 B の層は、屈折率 \(n_B=2.31\) の等方性誘電体 (TiO\(_2\)) であると考えられます。 N と M は期間の数を表します。 層 A と B の厚さは 4 分の 1 波長条件、つまり \(n_Ad_A=n_Bd_B=\uplambda _0/4\) を満たします。ここで、\(\uplambda _0\) は 800\(~\text {nm} となるように選択されます) \)。 D の層は、厚さ \(d_D=35\) nm、屈折率 \(n_D=\sqrt{\varepsilon _D}\) の VO\(_2\) の欠陥層を示します。 VO\(_2\) は、相転移条件およびその近傍で動作波長よりもかなり小さい半導体や金属の介在物を含む天然のメタマテリアルのように機能するため、その光学特性はマクスウェル・ガーネットの有効媒質理論を使用して評価できます54。 したがって、VO\(_2\) 層は主に、f、\(\omega\) の関数として表される比誘電率 \(\varepsilon _D\) によって次のように記述されます。

ここで、f は VO\(_2\) の相転移を表す温度依存係数です。 \(\varepsilon _{s}^{\omega }\) と \(\varepsilon _{m}^{\omega }\) は参考文献 55 で詳しく説明されていますが、VO\(_2 \) は、それぞれ \(f=0\) と \(f=1\) に対応する半導体相と金属相にあります。 係数 f の温度依存性は、Chettiar et al. によって説明されています。 加熱および冷却サイクル中56。 半導体状態から金属状態への転移は、加熱プロセス中にそれぞれ 335 K および 345 K 付近で開始および終了すると考えられます。 一方、VO\(_2\) は 335 K から約 325 K に冷却されると金属から半導体への相転移を経験します。

平面波が \(+z\) 方向の入射角 \(\theta\) で空気から構造の界面に入射するとします。 私たちの構造のすべての層は \(xy\) 平面に平行であり、z 軸は層の界面に垂直です。 構造の吸収スペクトルは、次のようによく知られた伝達マトリックス法 9,57 を使用して分析できます。

ここで、 \(\chi _{11}\) と \(\chi _{21}\) はそれぞれ、提案された構造の総伝達行列の要素 (1, 1) と (2, 1) です。 次の方程式で表されるように、\(\chi\) は、TE (TM) 偏波の入射端と出射端での入射電場、反射電場、透過電場 (磁場) を結び付けます。

式の各パラメータの意味と値は次のとおりです。 (3) は参考文献 9、58 に包括的に記載されています。

このセクションでは、\(0.7<\uplambda /\uplambda _0<1.6\) の正規化された波長範囲で、考慮された 1D 欠陥 PC の吸収応答を数値的に評価します。 まず、すべての層が線形 (\(\chi ^{(3)}=0\)) であると仮定して、構造の線形特性を調査します。 この構造は欠陥のある PC であるため、欠陥層の周囲に電界が集中する欠陥モードが予想されます。 したがって、増強された吸収を得ることができる。 これに関して、VO\(_2\) (\(f =0\))。 ここで、白 (黒) の色は、図の隣の色の説明帯に対応する 1 (0) に等しい吸収係数を表します。 図 1 からわかるように、欠陥層の左側には、構造の吸収を最大化するための最適な周期数、つまり \(N=7\) が存在しますが、右側の周期数は無視できるかまったくありません。期間番号が \(M\ge 16\) を超えて増加すると効果があります。 \(N=7\) と \(N=8\) の場合の構造の吸収値は同じと思われるので、それらの吸収スペクトルを区別して比較するために図 2 にプロットしてみます。 図2a、bは、2つのケース（a）\（N=7\）および右反復数Mの関数として法線入射における構造\（（AB）^ND（BA）^M\）の吸収スペクトルを示しています。 (b) \(N=8\)。 明らかなように、M を 16 まで増やすと吸収が大幅に増加します。さらに、\(N=7\) と \(N=8\) の構造のピーク吸収率は約 99\(\%\) であり、 \(f=0\) の場合、それぞれ 93\(\%\)。 これらの結果は、図 1 の結果とよく一致しています。次に、以下では、M を 16 に固定し、N を 7 に設定します。

周期数 N と M の関数としての欠陥構造 \((AB)^ND(BA)^M\) の吸収ピーク値のグラフ。

(a) \(N=7\) および (b) の \(\uplambda /\uplambda _0\) の関数としての欠陥構造 \((AB)^ND(BA)^M\) の吸収スペクトルVO\(_2\) の半導体相の法線入射での異なる反復数 M に対する \(N=8\)。

VO\(_2\) 層の導入が構造の光学特性にどのような影響を与えるかを特定するために、構造の透過 (T) スペクトルと反射 (R) スペクトル (それぞれ黒の実線と緑の一点鎖線) と垂直入射下のVO\(_2\)なし(それぞれ青い破線と赤い点線)を図3aに示します。 スペクトルは、局在状態での 1D PC の反射に対する VO\(_2\) の実質的な効果を明らかにしています。 比較のために、裸の VO\(_2\)、周期構造 \((BA)^{16}\) の上に位置する VO\(_2\)、および VO\(_2) の正規化波長の関数としての吸収スペクトル1 次元非対称 \((AB)^7D(AB)^{16}\) および対称 \((AB)^7D(BA)^{16}\) PC の欠陥層として使用される \) を図に示します。 .3b (それぞれ赤の点線、青の破線、緑の一点鎖線、黒の実線)。 VO\(_2\) を周期構造 (VO\(_2\) \((BA)^{ 16}\)、青い破線)、1.066\(\uplambda _0\) (853 nm) でのほぼ完全な吸収は、VO\(_2\) が 1 次元対称 PC (\) の欠陥層として導入された場合にのみ達成されます。 ((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\)、黒い実線)。 さらに、垂直入射における構造 \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) の吸収は、自立型 VO\ と比較して約 50 倍向上します(_2\)。 欠陥のある 1D 対称 PC の吸収が劇的に増加する理由は、欠陥層の位置の周囲で電場の大きさが急激に増加するという事実にあります。 したがって、対称構造 \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) が後続の解析のために選択されます。

(a) 構造 \((AB)^7D(BA)^{16}\) の透過 (T) スペクトルと反射 (R) スペクトル (それぞれ黒の実線と緑の一点鎖線) となし (青の破線)それぞれ赤い点線と赤い点線) 垂直入射下での正規化波長 \(\uplambda /\uplambda _0\) の関数としての VO\(_2\)。 (b) 周期構造 \((BA)^{16} の上に位置する裸の VO\(_2\)、VO\(_2\) の吸収スペクトルと \(\uplambda /\uplambda _0\) の比較\)、VO\(_2\) は 1 次元非対称 \((AB)^7D(AB)^{16}\) および対称 \((AB)^7D(BA)^{16 }\) VO\(_2\) の半導体相の法線入射における PC (それぞれ赤の点線、青の破線、緑の一点鎖線、黒の実線)。

次に、温度依存係数 f に対する吸収の感度を調べます。 図 4a ～ c​​ は、充填率 \(f=0\) のさまざまな値に対する正規化された波長の関数として構造の吸収スペクトルを示しています (TM 偏波の場合は黒色の実線、TE 偏波の場合は緑色の一点鎖線) ) と \(f=1\) (TM 偏波の場合は赤い破線、TE 偏波の場合は青い点線) 入射角 0\(^{\circ }\)、30\(^{\circ }\)、60\(^{\circ }\) です。 図4a〜cで観察できるように、温度を約340 Kまで上昇させることによってVO\(_2\)層の​​位相を変化させると、吸収特性が調整され、共鳴ピーク位置と関連強度の変化が得られる可能性があります。 入射角が法線入射からずれると吸収ピークが減少することに注意してください。これは、TM 偏波よりも TE 偏波の方が支配的です。 言い換えれば、この構造は、特に高い入射角で、斜めの TM 偏波を TE 偏波よりも強く吸収します。 吸収の減少は、入射角が増加するにつれて構造を通過する光路長が長くなるという事実から生じます。 私たちの結果は、構造の最大吸収が垂直入射で約 99\(\%\) と 98\(\%\) である垂直入射での VO\(_2\) の位相にわずかな感度があることを明らかに示しています。半導体相と金属相ではそれぞれ 1.066 \(\uplambda _0\) と 1.064 \(\uplambda _0\) の正規化波長。 TM 偏波と TE 偏波の両方について、VO\(_2\) が半導体相から金属相に遷移する (係数 f が 0 から 1 に増加する) と、欠陥モードの位置が斜めの高周波数側にシフトすることもわかりました。発生率は 30\(^{\circ }\) と 60\(^{\circ }\) ですが、TM の場合はより顕著です。 さらに、TE 偏波ではパラメータ f が 0 から 1 に増加しても、吸収ピーク値はほぼ一定のままですが、TM モードでは吸収ピーク値が減少します。 前述の構造のこれらの特徴は、温度などの外部制御パラメータを調整することによって調整可能な吸収または単色フィルタリングが要求される PC デバイスの設計に応用できる可能性があります。

構造 \((AB)^7D(BA)^{16}\) と \(\uplambda /\uplambda _0\) の半導体の吸収スペクトル (TM; 黒の実線、TE; 緑の一点鎖線)入射角 0\(^{\circ }\)、30\(^{\circ }\) における VO\(_2\) の金属相 (TM; 赤い破線、TE; 青い点線) 、それぞれ 60\(^{\circ }\) です。

設計された構造の角度依存性をさらに明確にするために、TM- の場合、構造の吸収スペクトルが正規化された波長と入射角 (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) の平面にプロットされます。図5a〜dの半導体相（\(f=0\)、上のパネル）とVO2の金属相（\(f=1\)、下のパネル）の（右のパネル）およびTE偏波（左のパネル）パネル）、VO2 層の位相変化による狭帯域吸収特性の動的調整可能な性質も明らかにしています。 さらに、ご覧のとおり、吸収ピークの位置 (欠陥モードに対応) が直接変化するため、入射角が 0 から 89\(^{\circ }\) に増加するにつれて、すべての場合の欠陥モードはブルー シフトを示します。共振条件に応じて入射角の余弦に比例します。

TM 偏光の (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) 面内の欠陥構造 \((AB)^7D(BA)^{16}\) の吸収スペクトル (左) VO\(_2\) の半導体相と金属相の TE 偏光 (右のパネル) (それぞれ上部と下部のパネル)。

係数 f は温度に関連しているため、構造の吸収スペクトルは温度を制御することによって調整できます。 調整可能な動作をさらに実証するために、吸収の温度依存性も調査されます。 図6aは、提案された構造\((AB)^7\)D\((BA)^{16}\)の、VO\(_2\)（固体およびそれぞれ破線）。 図6aの挿入図から、851.3 nmの共鳴波長における構造の吸収は、VO\の半導体状態と金属状態では約58\(\%\)と99\(\%\)であることがわかります。 (_2\)、それぞれ。 これは、系を加熱する（つまり、f を 0 から 1 に増加させる）ことにより、構造の吸収が 0.58 から 0.99 に増加することを意味します。 複数の共振波長での構造の吸収率も表1に示します。加熱および冷却プロセス中の垂直入射のさまざまな波長での吸収の温度依存性を図6bに示します。 ここで、太線（細線）は加熱（冷却）モードを示す。 図6bから明らかなように、温度を335 Kから345 Kに上昇させると、共鳴波長851.3 nm（1013 nm）の吸収率が0.58から0.99（0.3から0.48）に劇的に増加しますが、共鳴波長の吸収率は減少します。加熱過程における波長704nmの吸収率。 一方、温度が 335 K から 325 K に低下すると、すべての波長の吸収の逆パターンが見られます。 次に、構造の吸収は主に温度の操作によって制御できます。

(a) 半導体の法線入射における波長 \(\uplambda\) の関数としての構造 \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) の吸収スペクトル (黒い実線) ) および VO\(_2\) の金属相 (赤い破線)。 挿入図は、冷却モードと加熱モードの両方における 845 ～ 860 nm の波長範囲での構造の吸収を示しています。 (b) 3 つの異なる波長 \(\uplambda =704\)、851.3、および 1013 nm における構造 \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) の温度依存性吸収加熱および冷却サイクル中の垂直入射。

提案された構造の非線形吸収特性、正確には共鳴ピークに対する 3 次の光学非線形性の影響を説明するために、最初に、N の異なる反復数に対する法線入射での吸収ピーク値を M の関数として表示します。ここで、VO \(_2\) は半導体相 (\(f=0\)) にあると仮定され、電場強度は \(I=100\) MW/cm\(^2\) と仮定されます。 さらに、\(\chi ^{(3)}=2.5\times 10^{-5}\) cm\(^2\)/MW のカー非線形性がすべてのポリジアセチレン 9-BCMU 層に存在します。 図7に示すように、\(N=7\) と \(M=16\) のときに吸収ピークの強度が最大になります。 したがって、これらは線形の場合と同様にほぼ完全な吸収 (> 99%) に達するのに最適な数値であると結論付けることができます。

非線形欠陥構造 \((AB)^ND(BA)^M\) の吸収ピーク \((AB)^ND(BA)^M\) を、法線入射での周期数 M の関数として、N の異なる反復回数で表します。 すべてのポリジアセチレンにおける電場強度とカー非線形性 9- BCMU 層は \(I=100\) MW/cm\(^2\) および \(\chi ^{(3)}=2.5\times 10^{-5}\) cm\(^2 \)/MW、それぞれ。 ここで、VO2 は半導体相で考慮されます。

この段階では、吸収挙動の電界強度依存性を評価します。 図 8a は、構造の調整可能性、つまり法線入射における \(f=0\) (上のパネル) と \(f=1\) (下のパネル) の非線形領域における吸収スペクトルと電界強度の関係を示しています。 。 強度が 0 から 300 MW/cm\(^2\) に増加すると、吸収ピークは VO\(_2\) の 2 つの金属相と半導体相でレッド シフトを示しますが、共鳴波長ではブルー シフトが発生します。一方、VO\(_2\) の相は半導体状態から金属状態に変化します。 より良い洞察を得るために、法線入射での吸収ピーク値と共鳴ピーク波長の場の強度依存性も図8bに示しています。 ここで、上部と下部のパネルは、それぞれ VO\(_2\) の半導体相 (\(f=0\)) と金属相 (\(f=1\)) に対応します。 電界強度が変化すると、非線形層の屈折率も変化することに留意されたい。 そうすれば、吸収特性を動的に調整できる可能性があります。 さらに、VO\(_2\) における相共存の熱制御により、共鳴波長に加えて吸収ピーク値のスイッチングが提供されることが示されています。

(a) 非線形欠陥構造 \((AB)^7D(BA)^{16}\) の垂直入射における吸収スペクトル。 (b) 吸収ピーク値 (\(A_{peak}\)) および共鳴ピーク波長 (\(\uplambda _{peak}\)) 対電界強度。 ここで、上部と下部のパネルは、それぞれ VO\(_2\) の半導体相 (\(f=0\)) と金属相 (\(f=1\)) に対応します。

要約すると、VO\(_2\) の欠陥層を含む 1 次元 PC の吸収特性が近赤外周波数領域で解析されます。 伝達行列法によって実行された数値結果から、私たちのシステムに VO\(_2\) の単一層を挿入すると、欠陥層の周りの電場。 さらに、VO\(_2\)層の​​相を半導体状態から金属状態に切り替えることにより、吸収強度を大きく変えることなく共鳴完全吸収波長を調整できることが示されている。 さらに、吸収スペクトルの角度依存性を調べると、入射角が 0 から 89\(^{\circ }\) に増加するにつれて、共鳴波長がブルーシフトすることが明らかになりました。 また、カー型非線形層を含む提案された構造の調整可能な吸収挙動も調査します。 私たちの構造は、センサー、検出器、スイッチ、吸収フィルターなどの用途とは別に、能動非線形光電子デバイスに潜在的に大きな用途がある可能性があると考えられています。

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転載と許可

Saleki, Z. 極薄の相転移材料である二酸化バナジウムを含む一次元フォトニック結晶における切り替え可能な波長選択吸収の非線形制御。 Sci Rep 12、10715 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-14486-2

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受信日: 2021 年 11 月 17 日

受理日: 2022 年 4 月 1 日

公開日: 2022 年 6 月 23 日

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

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