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Dec 30, 2023

Contrôle non linéaire de la longueur d'onde commutable

Rapports scientifiques volume 12,

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 10715 (2022) Citer cet article

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Sur la base de la théorie de la matrice de transfert, je réalise une absorption sélective en longueur d'onde presque parfaite des ondes proches de l'infrarouge dans un cristal photonique défectueux unidimensionnel, \((AB)^ND(BA)^M\), contenant une couche de transition de phase de dioxyde de vanadium (VO\(_2\)) comme défaut. Tout d'abord, l'effet des nombres de période, N et M, sur le spectre d'absorption est étudié pour obtenir un pic d'absorption parfait. Il est démontré que les nombres de périodes optimaux de la structure pour maximiser le pic d'absorption sont N = 7 et M = 16. Nos résultats indiquent également qu'une absorption presque parfaite à bande étroite est obtenue en raison de la symétrie de la structure par rapport à VO\(_2\). De plus, la quantité d'absorption de la structure considérée est environ 50 fois supérieure à celle d'un VO\(_2\) autonome. De plus, la valeur de crête d'absorption et la longueur d'onde de résonance peuvent être réglées en continu pendant que VO\(_2\) transite du semi-conducteur à la phase métallique à une température de 340 K. De plus, comment différents paramètres tels que la polarisation et l'angle d'incidence affectent les spectres d'absorption sont discutés. Enfin, les spectres d'absorption non linéaires de la structure sont démontrés graphiquement à côté du cas linéaire. Le système actuel peut être appliqué à la conception de dispositifs optiques accordables pratiques tels que des capteurs IR, des limiteurs et des commutateurs.

Alors que la quête de systèmes optiques actifs suscite un intérêt croissant, les substances dotées de caractéristiques de contrôle dynamique particulières et exploitables sont devenues primordiales pour permettre de nouveaux développements dans des applications pratiques, notamment les capteurs microfluidiques, les dispositifs de commutation optique, les émetteurs thermiques, les filtres et les modulateurs1,2,3,4,5,6,7,8,9. L'étude du comportement d'absorption dans les communautés scientifiques et techniques est particulièrement intéressante en raison de leur potentiel sans précédent pour la réalisation de dispositifs intégrés personnalisables10,11,12. Ensuite, la recherche de matériaux optiques appropriés avec des paramètres contrôlables de l'extérieur est un défi majeur dans la technologie moderne car une pléthore d'applications est entravée en raison du manque de possibilité de réglage. Ainsi, l'accordabilité de l'interaction rayonnement électromagnétique-matière est hautement souhaitable pour de nombreuses applications qui reposent sur la variation appropriée de leurs caractéristiques via des facteurs externes particuliers. Le contrôle dynamique peut être réalisé par l'intégration correcte des conceptions dominantes avec des supports actifs tels que les cristaux liquides, le graphène et les matériaux à transition de phase (PTM)13,14,15,16,17,18. À notre connaissance, les PTM peuvent gagner cette compétition en fournissant des capacités largement ajustables dans le stockage de données, les capteurs, les applications thermochromiques, les commutateurs optiques, les polariseurs et les absorbeurs puisqu'ils commutent de manière réversible entre deux états différents en réponse à des stimuli externes en appliquant une excitation électrique, optique ou thermique19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29. Parmi les PTM fonctionnels, le dioxyde de vanadium (VO\(_2\)) en tant que matériau de transition semi-conducteur à métal (SMT) de premier ordre a attiré une attention considérable en raison de ses propriétés électriques et optiques remarquables. VO\(_2\), découvert pour la première fois par Morin30, subit le SMT à la température critique de T = 340 K, en dessous de laquelle il s'agit d'un semi-conducteur ou d'un métal isotrope sinon, sous une variété de stimuli tels que la température, la contrainte et le champ magnétique ou électrique31,32,33. VO\(_2\) est un choix prometteur pour les applications dans les dispositifs sensibles à la chaleur puisque sa transition réversible de l'état semi-conducteur à l'état métallique entraîne un changement significatif de sa conductivité et de sa constante optique lors de l'augmentation du processus thermique34. Le SMT de VO\(_2\) s'accompagne d'une augmentation frappante de l'absorption infrarouge (IR)35. En particulier, la transmission et la réflexion IR sont considérablement affectées par le changement de température tandis que la transmission de la lumière visible est presque invariante pendant le processus de transition36. Ensuite, sur la base de ces propriétés, VO\(_2\) a été largement utilisé dans le développement de dispositifs photoniques actifs et accordables comme les absorbeurs sélectifs et les émetteurs thermiques4,37,38,39.

Diverses caractéristiques des structures optiques impliquant VO\(_2\) ont été explorées dans divers rapports. Un métamatériau actif THz constitué de résonateurs à fil coupé VO\(_2\) fabriqués sur substrat de verre a été proposé en 201040. Kats et al. ont proposé un absorbeur parfait comprenant un film ultra-fin (\(\uplambda /65\)) de VO\(_2\) sur un substrat de saphir conduisant à une absorption de 99,75\(\%\) à \(\uplambda =11,6~\upmu \text {m}\)41. Des antennes plasmoniques infrarouges en forme de Y, dont les résonances peuvent être réglées ou activées/désactivées en utilisant VO\(_2\) PTM, ont été fabriquées en 201342. Song et al. a démontré expérimentalement une plaque quart d'onde térahertz ultra-mince (QWP) commutable en hybridant des métasurfaces avec VO \ (_2 \) dans laquelle la longueur effective des résonateurs métalliques dans la métasurface change à travers la transition de phase de VO \ (_2 \) inséré. Ensuite, la fréquence de fonctionnement du QWP devient accordable et une lumière polarisée linéairement est convertie en une lumière polarisée circulairement aux fréquences de fonctionnement correspondantes19. Sanchez et al. ont présenté pour la première fois des polariseurs accordables compatibles avec la photonique sur silicium. Ce polariseur de passage électrique transversal accordable est basé sur la technologie hybride VO\(_2\)/Silicon. Ils peuvent contrôler le rejet de la polarisation indésirable en réglant les pertes optiques sur la transition de phase de VO\(_2\)43. Lei et al. ont démontré une stratégie unique pour l'absorption dynamique à large bande dans la gamme allant du proche au moyen IR. Cet absorbeur thermiquement accordable est composé de capuchons supérieurs en chrome (Cr), d'espaceurs thermochromiques VO\(_2\) et d'un substrat de film Cr. Ils ont montré qu'une absorption ultra-large bande sur la plage de 1627 à 4696 nm est obtenue avec succès. Plus précisément, la bande passante d'absorption à 90\(\%\) passe de 3069 à 632 nm lorsque VO\(_2\) passe d'un état semi-conducteur à un état métallique, et les absorptions moyennes respectives sur les bandes correspondantes atteignent 93,5\(\%\) et 96\(\%\)37. Récemment, Shibuya et al. ont étudié le temps de commutation de modulateurs optiques à l'échelle micrométrique constitués d'un guide d'ondes Si avec une couche de gaine VO\(_2\) en exploitant l'effet photothermique. Le dispositif présente une commutation optique stable avec un taux d'extinction élevé supérieur à 16 dB. La dépendance du temps de commutation sur la puissance lumineuse incidente est étudiée pendant le processus de chauffage et de refroidissement44. Tout récemment, Ren et al. introduit un métamatériau bifonctionnel commutable composé d'une nanostructure hybride or-VO\(_2\) dans laquelle l'absorption parfaite et la transmission asymétrique peuvent être thermiquement commutées pour des lumières proches de l'IR à polarisation circulaire45.

Les cristaux photoniques (PC), structures à modulation périodique de l'indice de réfraction, sont devenus une technologie incontournable dans tout le domaine de la physique optique en raison de leur capacité à contrôler et confiner les ondes électromagnétiques (EM)46. De plus, l'introduction d'éléments non linéaires dans les PC présente un grand intérêt scientifique car elle offre de nouvelles opportunités de conception, ce qui les rend très appropriées pour démontrer de nombreux phénomènes tels que la conjugaison de phase optique, la génération de troisième harmonique, l'autofocalisation de la lumière, le mélange à quatre ondes et la bistabilité optique47,48,49,50,51. La non-linéarité de Kerr entraîne la dépendance de l'indice de réfraction sur l'intensité lumineuse. Par conséquent, en intégrant la non-linéarité de Kerr dans un PC, on peut contrôler dynamiquement la propagation des ondes EM. Sur la base de ces faits, la conception de PC non linéaires a été reconnue comme l'un des sujets d'actualité, car ils peuvent nous rapprocher du développement de dispositifs optiques bénéfiques tels que les processeurs de signaux entièrement optiques et les compresseurs à impulsions courtes52,53.

En un mot, selon la clarification susmentionnée, j'ai été motivé pour présenter un PC unidimensionnel (1D) non linéaire innovant comprenant la couche de défaut VO\(_2\) pour moduler activement le comportement d'absorption des lumières infrarouges proches à travers le processus de transition de phase. Tout d'abord, je montre que l'adaptation de la valeur maximale d'absorption est accessible en modifiant le nombre de périodes des deux côtés de la couche de défaut VO\(_2\). Ensuite, il est démontré qu'une absorption à bande étroite, presque complète, des ondes proches de l'IR peut être obtenue grâce à la création d'un mode de défaut dans la structure. Les propriétés d'absorption de la structure sont explorées sous le caractère de transition de phase de VO\(_2\). Enfin, l'influence de la non-linéarité sur l'absorption est étudiée. Cette étude offre de nouvelles opportunités pour le contrôle de l'absorption dans les PC non linéaires 1D incluant une couche de défauts de PTM. La suite de cet article est organisée comme suit : le modèle de la structure et le calcul théorique sont donnés dans la section 2 ; l'analyse numérique et la discussion des caractéristiques spectrales de la structure sont présentées dans la section 3 ; enfin, la section 4 est consacrée aux conclusions.

Considérons un PC 1D défectueux dans l'air avec la structure de \((AB)^ND(BA)^M\) qui est composé de matériaux A et B empilés alternativement le long de l'axe z et d'une couche de défaut D. Notez que les couches constitutives de la structure sont supposées sans perte dans cet article. Par conséquent, toute l'absorption de la structure est due à la couche VO\(_2\). Tout au long de ce travail, toutes les couches sont supposées être non magnétiques (\(\mu =1\)). La couche de A est considérée comme un matériau non linéaire de type Kerr (polydiacétylène 9-BCMU) dont l'indice de réfraction s'écrit \(n_{A}^{NL}=n_{A}(1+\chi ^{(3)}I/2)\), où \(n_A=1,55\) est l'indice de réfraction linéaire, \(\chi ^{(3)}=2,5\fois 10^{-5}~{\text {cm }}^2/\text {MW}\) est le coefficient non linéaire et I est l'intensité du champ électrique. La couche de B est considérée comme un diélectrique isotrope (TiO\(_2\)) avec un indice de réfraction de \(n_B=2,31\). N et M représentent le nombre de périodes. Les épaisseurs des couches A et B satisfont la condition de quart d'onde, c'est-à-dire \(n_Ad_A=n_Bd_B=\uplambda _0/4\), où \(\uplambda _0\) est choisi égal à 800\(~\text {nm}\). La couche de D désigne une couche de défaut de VO\(_2\) avec l'épaisseur \(d_D=35\) nm et l'indice de réfraction \(n_D=\sqrt{\varepsilon _D}\). Étant donné que VO\(_2\) agit comme un métamatériau naturel comprenant des inclusions semi-conductrices et métalliques qui sont considérablement plus petites que la longueur d'onde de travail à et près de la condition de transition de phase, ses propriétés optiques pourraient être évaluées en utilisant la théorie du milieu effectif de Maxwell-Garnett54. Par conséquent, la couche VO\(_2\) est principalement décrite par sa permittivité relative \(\varepsilon _D\) qui s'exprime en fonction de f, \(\omega\) comme :

où f est un facteur dépendant de la température exprimant la transition de phase de VO\(_2\). \(\varepsilon _{s}^{\omega }\) et \(\varepsilon _{m}^{\omega }\), décrits plus en détail dans la Réf.55, sont les permittivités relatives de VO\(_2\) dans les phases semi-conductrices et métalliques correspondant respectivement à \(f=0\) et \(f=1\). La dépendance à la température du facteur f est illustrée par Chettiar et al. pendant les cycles de chauffage et de refroidissement56. On suppose que la transition de l'état semi-conducteur à l'état métallique commence et se termine respectivement autour de 335 K et 345 K pendant le processus de chauffage. Alors que VO\(_2\) subit une transition de phase métal-semi-conducteur lorsqu'il est refroidi de 335 K à environ 325 K.

Supposons qu'une onde plane soit incidente depuis l'air sur l'interface de la structure à un angle d'incidence \(\theta\) avec la direction \(+z\). Toutes les couches de notre structure sont parallèles au plan \(xy\) et l'axe z est normal aux interfaces des couches. Les spectres d'absorption de la structure peuvent être analysés en utilisant la méthode bien connue de la matrice de transfert9,57 comme suit :

où \(\chi _{11}\) et \(\chi _{21}\) sont respectivement les éléments (1, 1) et (2, 1) de la matrice de transfert totale de la structure proposée. Comme exprimé dans l'équation suivante, \(\chi\) relie les champs électriques (magnétique) incident, réfléchi et transmis aux extrémités d'incidence et de sortie pour une onde polarisée TE (TM).

La signification et la valeur de chaque paramètre dans l'Eq. (3) sont donnés en détail dans les références 9, 58.

Dans cette section, j'évalue numériquement la réponse d'absorption du PC défectueux 1D considéré dans la plage de longueurs d'onde normalisée de \(0,7<\uplambda /\uplambda _0<1,6\). Tout d'abord, j'étudie les caractéristiques linéaires de la structure à condition que toutes les couches soient linéaires (\(\chi ^{(3)}=0\)). La structure étant un PC défectueux, on s'attend à un mode de défaut provoquant la localisation du champ électrique autour de la couche de défaut. Ainsi, une meilleure absorption peut être obtenue. À cet égard, je trace la figure 1 pour étudier la valeur maximale d'absorption de la structure en fonction des nombres de périodes des deux côtés de la couche de défaut à l'incidence normale pour la phase semi-conductrice de VO\(_2\) (\(f=0\)). Ici, la couleur blanche (noire) représente un coefficient d'absorption égal à 1 (0) correspondant à la bande de légende de couleur à côté de la figure. Comme le montre la figure 1, il existe un nombre de périodes optimal pour le côté gauche de la couche de défauts, c'est-à-dire \(N=7\) pour maximiser l'absorption de la structure, tandis que le nombre de périodes du côté droit a un effet négligeable ou nul lorsque le nombre de périodes est augmenté au-delà de \(M\ge 16\). Puisque la valeur d'absorption de la structure dans les cas de \(N=7\) et \(N=8\) semble la même, je trace la Fig. 2 pour comparer leurs spectres d'absorption distinctement. Les figures 2a,b illustrent les spectres d'absorption de la structure \((AB)^ND(BA)^M\) à l'incidence normale en fonction du nombre d'itérations à droite M dans deux cas (a) \(N=7\) et (b) \(N=8\). Comme il est évident, l'absorption est considérablement augmentée en augmentant M jusqu'à 16. De plus, les pics d'absorption de la structure avec \(N=7\) et \(N=8\) sont d'environ 99\(\%\) et 93\(\%\), respectivement lorsque \(f=0\). Ces résultats sont en bon accord avec les résultats de la Fig. 1. Ensuite, dans ce qui suit, M est fixé à 16 et N est fixé égal à 7.

Diagramme de la valeur du pic d'absorption de la structure défectueuse \((AB)^ND(BA)^M\) en fonction des numéros de période N et M.

Spectres d'absorption de la structure défectueuse \((AB)^ND(BA)^M\) en fonction de \(\uplambda /\uplambda _0\) pour (a) \(N=7\), et (b) \(N=8\) pour différents nombres d'itérations de M à incidence normale pour la phase semiconductrice de VO\(_2\).

Pour identifier comment l'inclusion de la couche VO \ (_2 \) affecte les propriétés optiques de la structure, les spectres de transmission (T) et de réflexion (R) de la structure avec (lignes noires pleines et vertes pointillées, respectivement) et sans (lignes pointillées bleues et rouges, respectivement) VO \ (_2 \) sous incidence normale sont illustrés à la Fig. 3a. Les spectres révèlent l'effet substantiel de VO\(_2\) sur la réflexion du PC 1D à l'état localisé. À titre de comparaison, les spectres d'absorption en fonction de la longueur d'onde normalisée pour VO\(_2\), VO\(_2\) situé au-dessus de la structure périodique \((BA)^{16}\) et VO\(_2\) utilisé comme couche de défaut du PC 1D asymétrique \((AB)^7D(AB)^{16}\) et symétrique \((AB)^7D(BA)^{16}\) sont illustrés à la Fig. 3 b (lignes pointillées rouges, pointillées bleues, pointillées-pointillées vertes et lignes continues noires, respectivement). Il est clair que bien que l'absorption puisse être améliorée autour de 0,9\(\uplambda _0\) (720 nm) en plaçant VO\(_2\) au-dessus de la structure périodique (VO\(_2\) \((BA)^{16}\), ligne pointillée bleue), une absorption presque parfaite à 1,066\(\uplambda _0\) (853 nm) n'est obtenue que lorsque VO\(_2\) est introduit comme de couche fect du PC symétrique 1D (\((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\), ligne continue noire). De plus, l'absorption de la structure \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) à une incidence normale est améliorée d'environ 50 fois par rapport à une VO\(_2\) autonome. La raison de l'augmentation spectaculaire obtenue de l'absorption du PC symétrique 1D défectueux réside dans le fait que l'amplitude du champ électrique augmente fortement autour de la position de la couche défectueuse. Ainsi, la structure symétrique \((AB)^7\)VO\(_2\) \((BA)^{16}\) est sélectionnée pour l'analyse suivante.

(a) Spectre de transmission (T) et de réflexion (R) de la structure \((AB)^7D(BA)^{16}\) avec (lignes pointillées noires et vertes, respectivement) et sans (lignes pointillées bleues et pointillées rouges, respectivement) VO\(_2\) en fonction de la longueur d'onde normalisée \(\uplambda /\uplambda _0\) sous incidence normale. (b) comparaison des spectres d'absorption par rapport à \(\uplambda /\uplambda _0\) pour VO\(_2\), VO\(_2\) situé au-dessus de la structure périodique \((BA)^{16}\) et VO\(_2\) utilisé comme couche de défaut de la 1D asymétrique \((AB)^7D(AB)^{16}\) et symétrique \((AB)^7D(BA) ^{16}\) PC (lignes pointillées rouges, pointillées bleues, pointillées vertes et noires, respectivement) à une incidence normale pour la phase semi-conductrice de VO\(_2\).

Ensuite, j'examinerai la sensibilité de l'absorption au facteur f dépendant de la température. Les figures 4a à c montrent les spectres d'absorption de la structure en fonction de la longueur d'onde normalisée pour différentes valeurs de fraction de remplissage \ (f = 0 \) (ligne continue noire pour l'onde polarisée TM et ligne pointillée verte pour l'onde polarisée TE) et \ (f = 1 \) (ligne pointillée rouge pour l'onde polarisée TM et ligne pointillée bleue pour l'onde polarisée TE) aux angles d'incidence 0 \ (^ {\ circ} \), 30 \ (^ {\ circ }\) et 60\(^{\circ }\), respectivement. Comme on peut l'observer sur les figures 4a à c, la modification de la phase de la couche VO \ (_2 \) en augmentant la température à environ 340 K peut régler les propriétés d'absorption, en obtenant la variation de la position du pic de résonance et l'intensité pertinente. Il convient de noter qu'il y a une diminution du pic d'absorption avec l'angle d'incidence s'écartant de l'incidence normale, ce qui est plus dominant pour l'onde polarisée TE que pour celle TM. En d'autres termes, la structure absorbe plus fortement l'onde oblique polarisée TM que celle TE, en particulier aux angles d'incidence élevés. La diminution de l'absorption provient du fait que la longueur du chemin optique parcouru à travers la structure devient plus longue lorsque l'angle d'incidence augmente. Nos résultats révèlent évidemment qu'il existe une légère sensibilité à la phase de VO\(_2\) à incidence normale dans laquelle l'absorption maximale de la structure est d'environ 99\(\%\) et 98\(\%\) à la longueur d'onde normalisée de 1,066 \(\uplambda _0\) et 1,064 \(\uplambda _0\) dans la phase semi-conductrice et métallique, respectivement. Pour les ondes polarisées TM et TE, je trouve également que la transition de VO\(_2\) de la phase semi-conductrice à la phase métallique (augmentation du facteur f de 0 à 1) provoque le déplacement de la position du mode de défaut vers les fréquences plus élevées à incidence oblique 30\(^{\circ }\) et 60\(^{\circ }\), bien que cela soit plus manifeste pour les TM. De plus, la valeur du pic d'absorption reste presque invariante lorsque le paramètre f augmente de 0 à 1 pour l'onde polarisée TE, alors qu'il diminue pour le mode TM. Ces caractéristiques dans la structure mentionnée auraient des applications potentielles dans la conception de dispositifs PC où une absorption accordable ou un filtrage monochromatique sont exigés en ajustant des paramètres de contrôle externes tels que la température.

Spectres d'absorption de la structure \((AB)^7D(BA)^{16}\) versus \(\uplambda /\uplambda _0\) pour les phases semi-conductrices (TM ; ligne continue noire, TE ; ligne pointillée verte) et métalliques (TM ; ligne pointillée rouge, TE ; ligne pointillée bleue) du VO\(_2\) aux angles d'incidence de 0\(^{\circ }\), 30\( ^{\circ }\) et 60\(^{\circ }\), respectivement.

Pour clarifier davantage la dépendance angulaire de la structure conçue, les spectres d'absorption de la structure sont tracés dans le plan de la longueur d'onde normalisée et de l'angle d'incidence (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) pour les ondes polarisées TM-(panneaux de droite) et TE-(panneaux de gauche) sur la Fig. exposant également la nature accordable dynamique de la caractéristique d'absorption à bande étroite via le changement de phase de la couche VO2. De plus, comme on peut le voir, le mode de défaut montre dans tous les cas un décalage vers le bleu lorsque l'angle d'incidence augmente de 0 à 89\(^{\circ }\) puisque la position du pic d'absorption (correspondant au mode de défaut) est directement proportionnelle au cosinus de l'angle d'incidence selon la condition de résonance.

Spectres d'absorption de la structure défectueuse \((AB)^7D(BA)^{16}\) dans le plan de (\(\uplambda /\uplambda _0\), \(\theta\)) pour la polarisation TM (panneaux de gauche) et la polarisation TE (panneaux de droite) pour les phases semiconductrice et métallique du VO\(_2\)(panneaux supérieur et inférieur, respectivement).

Le facteur f étant lié à la température, le spectre d'absorption de la structure peut donc être ajusté en contrôlant la température. Pour démontrer davantage le comportement accordable, la dépendance de l'absorption sur la température est également étudiée. La figure 6a représente les spectres d'absorption de la structure proposée \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) à incidence normale pour les phases semi-conductrices et métalliques de VO\(_2\) (lignes pleines et pointillées, respectivement). On peut voir à partir de l'encart de la figure 6a que l'absorption de la structure à la longueur d'onde de résonance de 851,3 nm est d'environ 58\(\%\) et 99\(\%\) pour les états semi-conducteur et métallique de VO\(_2\), respectivement. Cela signifie qu'en chauffant le système (c'est-à-dire en augmentant f de 0 à 1), l'absorption de la structure passe de 0,58 à 0,99. Le taux d'absorption de la structure à plusieurs longueurs d'onde de résonance est également indiqué dans le tableau 1. La dépendance à la température de l'absorption à différentes longueurs d'onde pour une incidence normale est représentée sur la figure 6b pendant le processus de chauffage et de refroidissement. Ici, les lignes épaisses (fines) indiquent le mode de chauffage (refroidissement). Comme il ressort de la Fig. 6b, le taux d'absorption de la longueur d'onde de résonance 851,3 nm (1013 nm) augmente considérablement de 0,58 à 0,99 (0,3 à 0,48) en augmentant la température de 335 K à 345 K, tandis qu'il y a une réduction du taux d'absorption de la longueur d'onde 704 nm dans le processus de chauffage. D'autre part, on observe un schéma inverse pour l'absorption de toutes les longueurs d'onde lorsque la température diminue de 335 K à 325 K. Ensuite, l'absorption de la structure pourrait être principalement contrôlée via la manipulation de la température.

(a) Spectres d'absorption de la structure \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) en fonction de la longueur d'onde \(\uplambda\) à incidence normale pour les phases semi-conductrice (trait plein noir) et métallique (trait pointillé rouge) de VO\(_2\). L'encart montre l'absorption de la structure dans la gamme de longueurs d'onde de 845 à 860 nm dans les modes de refroidissement et de chauffage. (b) Absorption dépendante de la température de la structure \((AB)^7\)D\((BA)^{16}\) à trois longueurs d'onde différentes \(\uplambda =704\), 851,3 et 1013 nm pour une incidence normale pendant les cycles de chauffage et de refroidissement.

Pour illustrer les caractéristiques d'absorption non linéaires de la structure proposée, précisément l'effet de la non-linéarité optique du troisième ordre sur le pic de résonance, j'affiche d'abord la valeur du pic d'absorption en fonction de M à incidence normale pour différents nombres d'itérations de N. Ici, VO\(_2\) est supposé dans la phase semi-conductrice (\(f=0\)) et l'intensité du champ électrique est supposée être \(I=100\) MW/cm\(^2\). De plus, une non-linéarité de Kerr avec \(\chi ^{(3)}=2,5\times 10^{-5}\) cm\(^2\)/MW est présente dans toutes les couches de polydiacétylène 9-BCMU. Comme le montre la figure 7, l'intensité du pic d'absorption devient maximale lorsque \(N=7\) et \(M=16\). Ainsi, on peut conclure qu'il s'agit des nombres optimaux pour atteindre une absorption quasi-totale (> 99%) comme dans le cas linéaire.

Pic d'absorption de la structure défectueuse non linéaire \((AB)^ND(BA)^M\) en fonction du numéro de période M à incidence normale pour différents nombres d'itérations de N. L'intensité du champ électrique et la non-linéarité de Kerr dans toutes les couches de polydiacétylène 9-BCMU sont supposées être \(I=100\) MW/cm\(^2\) et \(\chi ^{(3)}=2,5\fois 10^{-5}\) cm\(^2 \)/MW, respectivement. Ici, VO2 est considéré dans la phase semi-conductrice.

Dans cette étape, j'évalue la dépendance de l'intensité du champ du comportement d'absorption. La figure 8a montre l'accordabilité de la structure, c'est-à-dire la relation entre les spectres d'absorption et l'intensité du champ dans le régime non linéaire pour \(f=0\) (panneau supérieur) et \(f=1\) (panneau inférieur) à incidence normale. Lorsque l'intensité augmente de 0 à 300 MW/cm\(^2\), le pic d'absorption montre un décalage vers le rouge dans deux phases métalliques et semi-conductrices de VO\(_2\), tandis qu'un décalage vers le bleu de la longueur d'onde de résonance se produit lorsque la phase de VO\(_2\) passe de l'état semi-conducteur à l'état métallique. Pour obtenir un meilleur aperçu, la dépendance de l'intensité de champ des valeurs de pic d'absorption et de la longueur d'onde de pic de résonance à incidence normale est également illustrée sur la figure 8b. Ici, les panneaux supérieur et inférieur correspondent respectivement aux phases semi-conductrice (\(f=0\)) et métallique (\(f=1\)) de VO\(_2\). Il convient de noter que lorsque l'intensité du champ électrique change, l'indice de réfraction des couches non linéaires se modifie ultérieurement. Ensuite, les propriétés d'absorption pourraient être dynamiquement réglables. En outre, il est montré que le contrôle thermique de la coexistence de phase dans le VO\(_2\) permet de commuter la valeur du pic d'absorption en plus de la longueur d'onde de résonance.

(a) Spectres d'absorption de la structure défectueuse non linéaire \((AB)^7D(BA)^{16}\) à incidence normale. (b) Valeurs maximales d'absorption (\(A_{pic}\)) et longueurs d'onde maximales de résonance (\(\uplambda _{pic}\)) en fonction de l'intensité du champ. Ici, les panneaux supérieur et inférieur correspondent respectivement aux phases semi-conductrice (\(f=0\)) et métallique (\(f=1\)) de VO\(_2\).

En résumé, les propriétés d'absorption d'un PC 1D comprenant une couche de défaut de VO\(_2\) sont analysées dans la région de fréquence proche infrarouge. A partir des résultats numériques effectués par la méthode de la matrice de transfert, on constate que l'insertion d'une seule couche de VO\(_2\) dans notre système peut conduire à une absorption proche de l'unité et à bande étroite en raison de la localisation du champ électrique autour de la couche de défaut. En outre, il est illustré que la longueur d'onde d'absorption parfaite résonnante peut être réglée sans changement significatif de l'intensité d'absorption, en commutant la phase de la couche VO\(_2\) de l'état semi-conducteur à l'état métallique. De plus, l'étude de la dépendance angulaire des spectres d'absorption révèle que la longueur d'onde de résonance subit un décalage vers le bleu lorsque l'angle d'incidence augmente de 0 à 89\(^{\circ }\). J'étudie également le comportement d'absorption accordable de la structure proposée comprenant des couches non linéaires de type Kerr. On pense que notre structure peut avoir des applications potentiellement importantes dans les dispositifs optoélectroniques non linéaires actifs en dehors des applications telles que les capteurs, les détecteurs, les commutateurs, les filtres d'absorption, etc.

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ZS a effectué les calculs initiaux, analysé et interprété les résultats, rédigé le texte principal du manuscrit.

Correspondance à Ziba Saleki.

L'auteur ne déclare aucun intérêt concurrent.

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Reçu : 17 novembre 2021

Accepté : 01 avril 2022

Publié: 23 juin 2022

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

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