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Dec 30, 2023

Control no lineal de longitud de onda conmutable

Informes científicos volumen 12,

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 10715 (2022) Citar este artículo

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Con base en la teoría de la matriz de transferencia, realicé una absorción selectiva de longitud de onda casi perfecta de ondas cercanas al IR en un cristal fotónico defectuoso unidimensional, \((AB)^ND(BA)^M\), que contiene un dióxido de vanadio ( VO\(_2\)) capa de transición de fase como defecto. En primer lugar, se estudia el efecto de los números de período, N y M, sobre el espectro de absorción para conseguir un pico de absorción perfecto. Se muestra que los números de período óptimos de la estructura para maximizar el pico de absorción son N = 7 y M = 16. Nuestros resultados también indican que se logra una absorción casi perfecta de banda estrecha debido a la simetría de la estructura con respecto al VO \(_2\). Además, la cantidad de absorción de la estructura considerada es unas 50 veces mayor que la de un VO\(_2\) independiente. Además, el valor máximo de absorción y la longitud de onda resonante se pueden ajustar continuamente mientras VO\(_2\) transita de semiconductor a fase metálica a una temperatura de 340 K. Además, se discute cómo diferentes parámetros como la polarización y el ángulo de incidencia afectan los espectros de absorción. Finalmente, los espectros de absorción no lineales de la estructura se muestran gráficamente al lado del caso lineal. El sistema actual se puede aplicar en el diseño de dispositivos ópticos sintonizables prácticos, como sensores IR, limitadores e interruptores.

A medida que la búsqueda de sistemas ópticos activos despierta un interés creciente, las sustancias con características de control dinámico peculiares y explotables se han vuelto primordiales para permitir desarrollos novedosos en aplicaciones prácticas que incluyen sensores microfluídicos, dispositivos de conmutación óptica, emisores térmicos, filtros y moduladores1,2,3, 4,5,6,7,8,9. De particular interés creciente es el estudio del comportamiento de absorción en las comunidades de ciencia e ingeniería debido a su potencial sin precedentes para realizar dispositivos integrados adaptables10,11,12. Entonces, buscar materiales ópticos apropiados con parámetros controlables externamente es un desafío principal en la tecnología moderna, ya que se impide una gran cantidad de aplicaciones debido a la falta de capacidad de ajuste. Por lo tanto, la capacidad de ajuste de la interacción radiación electromagnética-materia es muy deseable para muchas aplicaciones que dependen de la variación adecuada de sus características a través de factores externos particulares. El control dinámico se puede lograr mediante la integración correcta de los diseños predominantes con medios activos como cristales líquidos, grafeno y materiales de transición de fase (PTM)13,14,15,16,17,18. Hasta donde sabemos, los PTM pueden ganar esta competencia debido a que brindan capacidades ampliamente ajustables en almacenamiento de datos, sensores, aplicaciones termocrómicas, interruptores ópticos, polarizadores y absorbentes, ya que cambian de manera reversible entre dos estados diferentes en respuesta a estímulos externos aplicando un excitación eléctrica, óptica o térmica19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29. Entre los PTM funcionales, el dióxido de vanadio (VO\(_2\)) como material de transición de semiconductor a metal (SMT) de primer orden ha atraído una atención considerable debido a sus notables propiedades eléctricas y ópticas. VO\(_2\), descubierto por primera vez por Morin30, experimenta la SMT a la temperatura crítica de T = 340 K, por debajo de la cual es un semiconductor o un metal isotrópico bajo una variedad de estímulos como temperatura, estrés y magnetismo. o campo eléctrico31,32,33. VO\(_2\) es una opción prometedora para aplicaciones en dispositivos de respuesta térmica, ya que su transición reversible del estado semiconductor al metal conduce a un cambio significativo de su conductividad y constante óptica en el aumento del proceso térmico34. La SMT de VO\(_2\) va acompañada de un notable aumento de la absorción infrarroja (IR)35. En particular, la transmisión y la reflexión de IR se ven dramáticamente afectadas por el cambio de temperatura, mientras que la transmisión de luz visible es casi invariable durante el proceso de transición36. Luego, en base a estas propiedades, VO\(_2\) ha sido ampliamente utilizado en el desarrollo de dispositivos fotónicos activos y sintonizables como absorbentes selectivos y emisores térmicos4,37,38,39.

Se han explorado diversas características de estructuras ópticas relacionadas con VO\(_2\) a través de varios informes. En 201040 se propuso un metamaterial THz activo hecho de resonadores de alambre cortado VO\(_2\) fabricados sobre sustrato de vidrio. Kats et al. propuso un absorbente perfecto que comprende una película ultrafina (\(\uplambda /65\)) de VO\(_2\) sobre un sustrato de zafiro que conduce a una absorción de 99,75\(\%\) a \(\uplambda =11,6~\ upmu \text {m}\)41. Las antenas plasmónicas infrarrojas en forma de Y, cuyas resonancias se pueden sintonizar o encender/apagar utilizando VO\(_2\) PTM, se fabricaron en 201342. Song et al. demostró experimentalmente una placa de cuarto de onda (QWP) de terahercios ultrafina conmutable mediante la hibridación de metasuperficies con VO\(_2\) en las que la longitud efectiva de los resonadores metálicos en la metasuperficie se altera a través de la transición de fase de VO\(_2\) insertado. Luego, la frecuencia operativa del QWP se vuelve sintonizable y una luz polarizada linealmente se convierte en una luz polarizada circularmente en las frecuencias operativas correspondientes19. Sánchez et al. exhibió polarizadores sintonizables compatibles con la fotónica de silicio por primera vez. Este polarizador de paso eléctrico transversal sintonizable se basa en la tecnología híbrida VO\(_2\)/Silicon. Pueden controlar el rechazo de la polarización no deseada ajustando las pérdidas ópticas en la transición de fase de VO\(_2\)43. Ley et al. demostró una estrategia única para la absorción dinámica de banda ancha en el rango de IR cercano a medio. Este absorbedor ajustable térmicamente está compuesto por tapas superiores de cromo (Cr), espaciadores VO\(_2\) termocrómicos y un sustrato de película de Cr. Demostraron que se logra con éxito una absorción de banda ultraancha en el rango de 1627-4696 nm. Específicamente, el ancho de banda de absorción de 90\(\%\) cambia de 3069 a 632 nm a medida que VO\(_2\) pasa de un estado semiconductor a metal, y las respectivas absorciones promedio sobre las bandas correspondientes son tan altas como 93.5\(\ %\) y 96\(\%\)37. Recientemente, Shibuya et al. investigó el tiempo de conmutación de moduladores ópticos a escala micrométrica que constan de una guía de ondas de Si con una capa de revestimiento de VO\(_2\) aprovechando el efecto fototérmico. El dispositivo exhibe una conmutación óptica estable con una alta relación de extinción superior a 16 dB. La dependencia del tiempo de conmutación de la potencia de la luz incidente se estudia durante el proceso de calentamiento y enfriamiento44. Muy recientemente, Ren et al. introdujo un metamaterial bifuncional conmutable compuesto por una nanoestructura híbrida de oro-VO\(_2\) en la que la absorción perfecta y la transmisión asimétrica se pueden conmutar térmicamente para luces de infrarrojo cercano polarizadas circularmente45.

Los cristales fotónicos (PC), estructuras con modulación periódica del índice de refracción, se han convertido en una tecnología indispensable en todo el campo de la física óptica debido a su capacidad para controlar y confinar las ondas electromagnéticas (EM)46. Además, la introducción de elementos no lineales en las PC es de gran interés científico ya que brinda nuevas oportunidades de diseño, haciéndolos muy apropiados para demostrar muchos fenómenos como la conjugación de fase óptica, la generación de tercer armónico, el autoenfoque de la luz, la mezcla de cuatro ondas, y biestabilidad óptica47,48,49,50,51. La no linealidad de Kerr provoca la dependencia del índice de refracción de la intensidad de la luz. Por lo tanto, al integrar la no linealidad de Kerr en una PC, se puede controlar dinámicamente la propagación de la onda EM. En base a estos hechos, el diseño de PC no lineales ha sido reconocido como uno de los temas candentes, ya que pueden acercarnos un paso más al desarrollo de dispositivos ópticos beneficiosos, como procesadores de señal totalmente ópticos y compresores de pulso corto52,53.

En pocas palabras, de acuerdo con la aclaración anterior, me ha motivado a presentar una innovadora PC unidimensional (1D) no lineal que incluye la capa defectuosa VO\(_2\) para modular activamente el comportamiento de absorción de las luces del IR cercano a través de la proceso de transición de fase. En primer lugar, muestro que es posible adaptar el valor máximo de absorción modificando el número de período en ambos lados de la capa de defecto VO\(_2\). Posteriormente, se demuestra que se puede obtener una absorción casi completa de banda estrecha de las ondas del IR cercano gracias a la creación de un modo de defecto en la estructura. Las propiedades de absorción de la estructura se exploran bajo el carácter de transición de fase de VO\(_2\). Finalmente, se estudia la influencia de la no linealidad en la absorción. Este estudio ofrece nuevas oportunidades para el control de la absorción en PC no lineales 1D que incluyen una capa defectuosa de PTM. El resto de este trabajo está organizado de la siguiente manera: el modelo de la estructura y el cálculo teórico se dan en la Sección 2; el análisis numérico y la discusión de las características espectrales de la estructura se presentan en la Sección 3; finalmente, la Sección 4 está dedicada a las conclusiones.

Considere una PC 1D defectuosa en el aire con la estructura de \((AB)^ND(BA)^M\) que está compuesta de materiales A y B apilados alternativamente a lo largo del eje z y una capa D defectuosa. En este documento se supone que las capas constituyentes de la estructura no tienen pérdidas. Por tanto, toda la absorción de la estructura se debe a la capa VO\(_2\). A lo largo de este trabajo, se supone que todas las capas son no magnéticas (\(\mu =1\)). Se considera que la capa de A es un material no lineal de tipo Kerr (polidiacetileno 9-BCMU) cuyo índice de refracción se escribe como \(n_{A}^{NL}=n_{A}(1+\chi ^{(3 )}I/2)\), donde \(n_A=1,55\) es el índice de refracción lineal, \(\chi ^{(3)}=2,5\times 10^{-5}~{\text {cm} }^2/\text {MW}\) es el coeficiente no lineal e I es la intensidad del campo eléctrico. La capa de B se considera dieléctrica isotrópica (TiO\(_2\)) con el índice de refracción de \(n_B=2.31\). N y M representan el número de períodos. Los espesores de las capas A y B satisfacen la condición de cuarto de onda, es decir, \(n_Ad_A=n_Bd_B=\uplambda _0/4\), donde \(\uplambda _0\) se elige como 800\(~\text {nm} \). La capa de D denota una capa defectuosa de VO\(_2\) con el espesor \(d_D=35\) nm y el índice de refracción \(n_D=\sqrt{\varepsilon _D}\). Dado que VO\(_2\) actúa como un metamaterial natural que incluye inclusiones metálicas y semiconductoras que son considerablemente más pequeñas que la longitud de onda de trabajo en y cerca de la condición de transición de fase, sus propiedades ópticas podrían evaluarse empleando la teoría del medio efectivo de Maxwell-Garnett54. Por lo tanto, la capa VO\(_2\) se describe principalmente por su permitividad relativa \(\varepsilon _D\) que se expresa en función de f, \(\omega\) como:

donde f es un factor dependiente de la temperatura que expresa la transición de fase de VO\(_2\). \(\varepsilon _{s}^{\omega }\) y \(\varepsilon _{m}^{\omega }\), descritas en Ref.55 con más detalle, son las permitividades relativas de VO\(_2 \) en las fases semiconductora y metálica correspondientes a \(f=0\) y \(f=1\), respectivamente. La dependencia de la temperatura del factor f está ilustrada por Chettiar et al. durante los ciclos de calentamiento y enfriamiento56. Se supone que la transición del estado semiconductor al estado metálico comienza y termina alrededor de los 335 K y 345 K, respectivamente, durante el proceso de calentamiento. Mientras que VO\(_2\) experimenta una transición de fase de metal a semiconductor cuando se enfría de 335 K a aproximadamente 325 K.

Supongamos que una onda plana incide desde el aire sobre la interfaz de la estructura con un ángulo de incidencia \(\theta\) con dirección \(+z\). Todas las capas de nuestra estructura son paralelas al plano \(xy\) y el eje z es normal a las interfaces de las capas. Los espectros de absorción de la estructura se pueden analizar utilizando el conocido método de matriz de transferencia9,57 de la siguiente manera:

donde \(\chi _{11}\) y \(\chi _{21}\) son los elementos (1, 1) y (2, 1) de la matriz de transferencia total de la estructura propuesta, respectivamente. Como se expresa en la siguiente ecuación, \(\chi\) conecta los campos eléctricos (magnéticos) incidentes, reflejados y transmitidos en los extremos de incidencia y salida para una onda polarizada TE (TM).

El significado y el valor de cada parámetro en la ecuación. (3) se dan detalladamente en Refs.9,58.

En esta sección, evalúo numéricamente la respuesta de absorción de la PC defectuosa 1D considerada en el rango de longitud de onda normalizado de \(0.7<\uplambda /\uplambda _0<1.6\). Primero, investigo las características lineales de la estructura siempre que todas las capas sean lineales (\(\chi ^{(3)}=0\)). Dado que la estructura es una PC defectuosa, se espera un modo defectuoso que provoque la localización del campo eléctrico alrededor de la capa defectuosa. Por lo tanto, se puede obtener una absorción mejorada. En este sentido, tracé la Fig. 1 para estudiar el valor máximo de absorción de la estructura en función de los números de período en ambos lados de la capa defectuosa en la incidencia normal para la fase semiconductora de VO\(_2\) (\(f =0\)). Aquí, el color blanco (negro) representa el coeficiente de absorción igual a 1 (0) correspondiente a la banda de la leyenda de color al lado de la figura. Como revela la Fig. 1, existe un número de período óptimo para el lado izquierdo de la capa defectuosa, es decir, \(N=7\) para maximizar la absorción de la estructura, mientras que el número de período del lado derecho tiene un valor insignificante o nulo. efecto cuando el número del período se incrementa sobre \(M\ge 16\). Dado que el valor de absorción de la estructura en los casos de \(N=7\) y \(N=8\) parece el mismo, tracé la Fig. 2 para comparar sus espectros de absorción de manera distintiva. La Figura 2a,b ilustra los espectros de absorción de la estructura \((AB)^ND(BA)^M\) en la incidencia normal en función del número de iteración correcto M en dos casos (a) \(N=7\) y (b) \(N=8\). Como es obvio, la absorción aumenta considerablemente al aumentar M hasta 16. Además, la absorbancia máxima de la estructura con \(N=7\) y \(N=8\) es de aproximadamente 99\(\%\) y 93\(\%\), respectivamente cuando \(f=0\). Estos resultados concuerdan bien con los resultados de la figura 1. Luego, en lo que sigue, M se fija en 16 y N se establece en 7.

Gráfico del valor máximo de absorción de la estructura defectuosa \((AB)^ND(BA)^M\) en función de los números de período N y M.

Espectros de absorción de la estructura defectuosa \((AB)^ND(BA)^M\) en función de \(\uplambda /\uplambda _0\) para (a) \(N=7\), y (b) \(N=8\) para diferentes números de iteración de M con incidencia normal para la fase semiconductora de VO\(_2\).

Para identificar cómo la inclusión de la capa VO\(_2\) afecta las propiedades ópticas de la estructura, los espectros de transmisión (T) y reflexión (R) de la estructura con (líneas continuas negras y discontinuas verdes, respectivamente) y sin (líneas punteadas azules y rojas, respectivamente) VO\(_2\) bajo incidencia normal se muestran en la Fig. 3a. Los espectros revelan el efecto sustancial de VO\(_2\) en la reflexión de la 1D PC en el estado localizado. A modo de comparación, los espectros de absorción en función de la longitud de onda normalizada para VO\(_2\), VO\(_2\) ubicados encima de la estructura periódica \((BA)^{16}\) y VO\(_2) \) utilizado como la capa de defecto de la PC 1D asimétrica \((AB)^7D(AB)^{16}\) y simétrica \((AB)^7D(BA)^{16}\) se muestran en la Fig. .3b (líneas rojas punteadas, azules punteadas, verdes punteadas-punteadas y negras continuas, respectivamente). Está claro que, aunque la absorción se puede mejorar alrededor de 0,9\(\uplambda _0\) (720 nm) colocando VO\(_2\) encima de la estructura periódica (VO\(_2\) \((BA)^{ 16}\), línea discontinua azul), se logra una absorción casi perfecta a 1.066\(\uplambda _0\) (853 nm) solo cuando se introduce VO\(_2\) como la capa defectuosa del PC simétrico 1D (\ ((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\), línea continua negra). Además, la absorción de la estructura \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) en incidencia normal se mejora unas 50 veces con respecto a un VO\ autónomo. (_2\). La razón del dramático aumento obtenido en la absorción de la PC simétrica 1D defectuosa radica en el hecho de que la magnitud del campo eléctrico aumenta bruscamente alrededor de la posición de la capa defectuosa. Entonces, la estructura simétrica \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) se selecciona para el análisis posterior.

(a) Espectros de transmisión (T) y reflexión (R) de la estructura \((AB)^7D(BA)^{16}\) con (líneas negras sólidas y verdes discontinuas, respectivamente) y sin (líneas azules discontinuas y líneas punteadas rojas, respectivamente) VO\(_2\) en función de la longitud de onda normalizada \(\uplambda /\uplambda _0\) bajo incidencia normal. (b) comparación de los espectros de absorción versus \(\uplambda /\uplambda _0\) para VO\(_2\), VO\(_2\) desnudos ubicados en la parte superior de la estructura periódica \((BA)^{16} \) y VO\(_2\) utilizada como la capa de defecto de \((AB)^7D(AB)^{16}\) asimétrica 1D y \((AB)^7D(BA)^{16) simétrica }\) PC (líneas rojas punteadas, azules punteadas, verdes punteadas y negras, respectivamente) con incidencia normal para la fase semiconductora de VO\(_2\).

A continuación, examinaré la sensibilidad de la absorción al factor f dependiente de la temperatura. Las Figuras 4a-c muestran los espectros de absorción de la estructura en función de la longitud de onda normalizada para diferentes valores de fracción de llenado \(f=0\) (línea continua negra para onda polarizada TM y línea discontinua verde para polarizada TE ) y \(f=1\) (línea discontinua roja para onda polarizada TM y línea punteada azul para onda polarizada TE) en los ángulos incidentes 0\(^{\circ }\), 30\(^{\circ }\), y 60\(^{\circ }\), respectivamente. Como se puede observar en la Fig. 4a-c, cambiar la fase de la capa VO\(_2\) aumentando la temperatura a alrededor de 340 K puede sintonizar las propiedades de absorción, obteniendo la variación en la posición del pico resonante y la intensidad relevante. Cabe señalar que hay una disminución en el pico de absorción con el ángulo de incidencia que se desvía de la incidencia normal, que es más dominante para la onda polarizada TE que para la TM. En otras palabras, la estructura absorbe la onda polarizada oblicua TM con más fuerza que la TE, especialmente en ángulos de incidencia altos. La disminución de la absorción proviene del hecho de que la longitud del camino óptico recorrido a través de la estructura se vuelve más larga a medida que aumenta el ángulo de incidencia. Nuestros resultados revelan evidentemente que existe una ligera sensibilidad a la fase de VO\(_2\) en incidencia normal en la que la absorción máxima de la estructura es de aproximadamente 99\(\%\) y 98\(\%\) en el longitud de onda normalizada de 1.066 \(\uplambda _0\) y 1.064 \(\uplambda _0\) en la fase semiconductora y metálica, respectivamente. Tanto para las ondas polarizadas TM como para las TE, también encuentro que la transición de VO\(_2\) de semiconductor a fase metálica (el aumento del factor f de 0 a 1) hace que la posición del modo defectuoso se desplace hacia las frecuencias más altas en forma oblicua. incidencia 30\(^{\circ }\) y 60\(^{\circ }\), aunque es más manifiesta para las TM. Además, el valor máximo de absorción permanece casi invariable a medida que el parámetro f aumenta de 0 a 1 para la onda polarizada TE, mientras que disminuye para el modo TM. Estas características en la estructura mencionada tendrían aplicaciones potenciales en el diseño de dispositivos de PC donde se exige una absorción sintonizable o un filtrado monocromático mediante el ajuste de parámetros de control externos, como la temperatura.

Espectros de absorción de la estructura \((AB)^7D(BA)^{16}\) frente a \(\uplambda /\uplambda _0\) para el semiconductor (TM; línea continua negra, TE; línea verde discontinua-punteada) y metálicas (TM; línea discontinua roja, TE; línea discontinua azul) del VO\(_2\) en los ángulos incidentes de 0\(^{\circ }\), 30\(^{\circ }\) y 60\(^{\circ }\), respectivamente.

Para aclarar aún más la dependencia angular de la estructura diseñada, los espectros de absorción de la estructura se trazan en el plano de longitud de onda y ángulo incidente normalizados (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) para TM- (paneles de la derecha) y ondas polarizadas TE- (paneles de la izquierda) en la Fig. 5a-d para la fase semiconductora (\(f=0\), paneles superiores) y la fase metálica del VO2 (\(f=1\), parte inferior paneles), exponiendo también la naturaleza dinámica sintonizable de la característica de absorción de banda estrecha a través del cambio de fase de la capa de VO2. Además, como se puede ver, el modo de defecto en todos los casos muestra un desplazamiento hacia el azul a medida que el ángulo de incidencia aumenta de 0 a 89\(^{\circ }\) ya que la posición del pico de absorción (que corresponde al modo de defecto) es directamente proporcional al coseno del ángulo incidente según la condición de resonancia.

Espectros de absorción de la estructura defectuosa \((AB)^7D(BA)^{16}\) en el plano de (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) para polarización TM (izquierda paneles) y polarización TE (paneles de la derecha) para las fases semiconductoras y metálicas del VO\(_2\)(paneles superior e inferior, respectivamente).

Dado que el factor f está relacionado con la temperatura, el espectro de absorción de la estructura puede ajustarse controlando la temperatura. Para demostrar aún más el comportamiento sintonizable, también se investiga la dependencia de la absorción de la temperatura. La Figura 6a representa los espectros de absorción de la estructura propuesta \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) con incidencia normal para las fases tanto semiconductoras como metálicas de VO\(_2\) (sólido y líneas discontinuas, respectivamente). Se puede ver en el recuadro de la Fig. 6a que la absorción de la estructura en la longitud de onda resonante de 851,3 nm es de aproximadamente 58\(\%\) y 99\(\%\) para los estados semiconductores y metálicos de VO\ (_2\), respectivamente. Significa que al calentar el sistema (es decir, aumentando f de 0 a 1), la absorción de la estructura aumenta de 0,58 a 0,99. La tasa de absorción de la estructura en múltiples longitudes de onda resonantes también se proporciona en la Tabla 1. La dependencia de la temperatura de la absorción en varias longitudes de onda para una incidencia normal se representa en la Fig. 6b durante el proceso de calentamiento y enfriamiento. Aquí, las líneas gruesas (delgadas) indican el modo de calefacción (refrigeración). Como es obvio en la Fig. 6b, la tasa de absorción de la longitud de onda resonante de 851,3 nm (1013 nm) aumenta drásticamente de 0,58 a 0,99 (0,3 a 0,48) al elevar la temperatura de 335 K a 345 K, mientras que hay una reducción en la tasa de absorción de la longitud de onda 704 nm en el proceso de calentamiento. Por otro lado, se observa un patrón inverso de absorción de todas las longitudes de onda cuando la temperatura desciende de 335 K a 325 K. Entonces, la absorción de la estructura podría controlarse principalmente mediante la manipulación de la temperatura.

(a) Espectros de absorción de la estructura \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) en función de la longitud de onda \(\uplambda\) con incidencia normal para el semiconductor (línea continua negra ) y metálico (línea discontinua roja) fases de VO\(_2\). El recuadro muestra la absorción de la estructura en el rango de longitud de onda de 845 a 860 nm en los modos de refrigeración y calefacción. (b) Absorción dependiente de la temperatura de la estructura \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) a tres longitudes de onda diferentes \(\uplambda =704\), 851,3 y 1013 nm para incidencia normal durante los ciclos de calentamiento y enfriamiento.

Para ilustrar las características de absorción no lineal de la estructura propuesta, precisamente el efecto de la no linealidad óptica de tercer orden en el pico de resonancia, primero muestro el valor del pico de absorción como una función de M con incidencia normal para diferentes números de iteración de N. Aquí, VO Se supone que \(_2\) está en la fase semiconductora (\(f=0\)) y se supone que la intensidad del campo eléctrico es \(I=100\) MW/cm\(^2\). Además, una no linealidad de Kerr con \(\chi ^{(3)}=2.5\times 10^{-5}\) cm\(^2\)/MW está presente en todas las capas de polidiacetileno 9-BCMU. Como se muestra en la Fig. 7, la intensidad del pico de absorción se vuelve máxima cuando \(N=7\) y \(M=16\). Entonces, se puede concluir que son los números óptimos para alcanzar una absorción casi total (> 99%) como el caso lineal.

Pico de absorción de la estructura defectuosa no lineal \((AB)^ND(BA)^M\) en función del período número M con incidencia normal para diferentes números de iteración de N. La intensidad del campo eléctrico y la no linealidad de Kerr en todos los polidiacetileno 9- Se supone que las capas BCMU son \(I=100\) MW/cm\(^2\) y \(\chi ^{(3)}=2.5\times 10^{-5}\) cm\(^2 \)/MW, respectivamente. Aquí, el VO2 se considera en la fase semiconductora.

En esta etapa, evalúo la dependencia de la intensidad de campo del comportamiento de absorción. La figura 8a demuestra la capacidad de ajuste de la estructura, es decir, la relación entre los espectros de absorción y la intensidad de campo en el régimen no lineal para \(f=0\) (panel superior) y \(f=1\) (panel inferior) con incidencia normal . A medida que la intensidad aumenta de 0 a 300 MW/cm\(^2\), el pico de absorción muestra un desplazamiento hacia el rojo en dos fases de metal y semiconductor de VO\(_2\), mientras que se produce un desplazamiento hacia el azul en la longitud de onda de resonancia. mientras que la fase de VO\(_2\) cambia de semiconductor a estado metálico. Para obtener una mejor comprensión, la dependencia de la intensidad de campo de los valores máximos de absorción y la longitud de onda máxima resonante en incidencia normal también se ilustran en la Fig. 8b. Aquí, los paneles superior e inferior corresponden a las fases semiconductora (\(f=0\)) y metálica (\(f=1\)) de VO\(_2\), respectivamente. Cabe señalar que cuando cambia la intensidad del campo eléctrico, el índice de refracción de las capas no lineales se altera posteriormente. Entonces, las propiedades de absorción podrían ajustarse dinámicamente. Además, se muestra que el control térmico de la coexistencia de fase en el VO\(_2\) proporciona la conmutación del valor pico de absorción además de la longitud de onda resonante.

(a) Espectros de absorción de la estructura defectuosa no lineal \((AB)^7D(BA)^{16}\) con incidencia normal. (b) Valores pico de absorción (\(A_{peak}\)) y longitudes de onda pico resonantes (\(\uplambda _{peak}\)) frente a la intensidad del campo. Aquí, los paneles superior e inferior corresponden a las fases semiconductora (\(f=0\)) y metálica (\(f=1\)) de VO\(_2\), respectivamente.

En resumen, las propiedades de absorción de una PC 1D que incluye una capa defectuosa de VO\(_2\) se analizan en la región de frecuencia del infrarrojo cercano. A partir de los resultados numéricos llevados a cabo por el método de la matriz de transferencia, se encuentra que la inserción de una sola capa de VO\(_2\) en nuestro sistema puede conducir a una absorción cercana a la unidad y de banda estrecha debido a la localización de la campo eléctrico alrededor de la capa defectuosa. Además, se ilustra que la longitud de onda de absorción perfecta resonante se puede sintonizar sin cambios significativos en la intensidad de absorción, al cambiar la fase de la capa VO\(_2\) de semiconductores a estados metálicos. Además, el estudio de la dependencia angular de los espectros de absorción revela que la longitud de onda resonante sufre un desplazamiento hacia el azul a medida que el ángulo de incidencia aumenta de 0 a 89\(^{\circ }\). También investigo el comportamiento de absorción sintonizable de la estructura propuesta que comprende capas no lineales de tipo Kerr. Se cree que nuestra estructura puede tener potencialmente grandes aplicaciones en dispositivos optoelectrónicos no lineales activos además de aplicaciones como sensores, detectores, interruptores, filtros de absorción, etc.

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Departamento de Optoelectrónica e Ingeniería de la Información, Facultad de Instrumentos de Precisión e Ingeniería Optoelectrónica, Universidad de Tianjin, Tianjin, 300072, República Popular de China

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ZS realizó los cálculos iniciales, analizó e interpretó los resultados, escribió el texto principal del manuscrito.

Correspondencia a Ziba Saleki.

El autor declara que no hay conflictos de intereses.

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Saleki, Z. Control no lineal de absorción selectiva de longitud de onda conmutable en un cristal fotónico unidimensional que incluye material de transición de fase ultrafino: dióxido de vanadio. Informe científico 12, 10715 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-14486-2

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Recibido: 17 noviembre 2021

Aceptado: 01 abril 2022

Publicado: 23 junio 2022

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

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