Periodische flüssigkristalline wellenleitende Mikrostrukturen

Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 13896 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Es werden verschiedene Methoden beschrieben, die die Herstellung optischer Wellenleiter mit Flüssigkristallkernen (LC) ermöglichen, in denen Moleküle periodische Muster mit präzise kontrollierten Perioden bilden. Die erste basiert auf reversibler Photoausrichtung mit hochauflösender selektiver Beleuchtung und ermöglicht die Steuerung der Periode von LC-Molekülen in Silica-Mikrokapillaren. Bei der zweiten Methode werden in PDMS gebildete Mikrostrukturen verwendet, wodurch sowohl LC-Kern-Wellenleiter als auch ein Satz speziell entwickelter periodischer Mikroelektroden erhalten werden können, die für die periodische Neuausrichtung von Molekülen verwendet werden. Mit beiden Methoden konnten wir die Periode der strukturierten Ausrichtung im Bereich von etwa 500 µm erfolgreich kontrollieren und auf bis zu 20 µm verkleinern. Wir haben experimentelle Studien zum Wellenleitungsphänomen in solchen Strukturen durchgeführt, um Transmissionsspektren zu erhalten, die typisch für optische Fasergitter sind. Da die unter experimentellen Bedingungen erzielten Ergebnisse von den erwarteten abwichen, wurden zusätzliche numerische Simulationen durchgeführt, um die beobachteten Effekte zu erklären. Schließlich erhielten wir die Wellenleitung in einem blauen Phasen-LC, der durch natürlich erzeugte dreidimensionale Periodizität mit Perioden kleiner als einem Mikrometer gekennzeichnet ist. In einer solchen Struktur konnten wir eine Bandlücke erster Ordnung beobachten und sie darüber hinaus thermisch auf nahezu den gesamten sichtbaren Spektralbereich abstimmen.

Auf Photonik basierende Technologien haben ein enormes Potenzial, das 21. Jahrhundert ebenso zu revolutionieren wie die Elektronik im 20. Jahrhundert. Sie können ein hohes Maß an Miniaturisierung und Integration bieten, um verbesserte Funktionalitäten bei gleichzeitig effizientem Stromverbrauch zu erreichen.

In den letzten Jahrzehnten wurden planare Wellenleiterstrukturen aus Flüssigkristallen (LC) untersucht1,2, die eine neuartige Plattform bilden, die dem Bedarf an einer integrierten Konfiguration gerecht wird, die für abstimmbare Geräte geeignet ist. Extrem hohe elektrooptische Reaktionen und thermooptische Effekte in LCs führen in Kombination mit ihrer hohen Doppelbrechung und großen dielektrischen Anisotropie zu einem außergewöhnlichen Potenzial für die Anwendung auf Wellenleiterstrukturen. In begrenzten Strukturen, wie z. B. mit LCs infiltrierten Mikrokapillarröhrchen, wurde über wellenleitende Effekte sowohl in LC-Fasern mit kreisförmigem als auch elliptischem Kern berichtet3. Der zylindrische LC-Wellenleiter mit elliptischem Kern (4 × 18 µm) erwies sich als ungewöhnliches Beispiel für eine optische Multimode-Einzelpolarisationsfaser4.

Eine andere Art von LC-Wellenleiterstrukturen, die auf photonischen Kristallfasern (PCFs) basieren, sind photonische Flüssigkristallfasern (PLCFs)5,6,7,8, auch bekannt als LC-infiltrierte PCFs. PLCFs sind fortschrittliche Spezialfasern, die von einer Kombination aus „passiven“ PCF-Wirtsmikrostrukturen profitieren, die mit „aktiven“ LC-Gastmaterialien infiltriert sind, und für eine Vielzahl ihrer einzigartigen Eigenschaften verantwortlich sind. PLCFs schaffen eine neuartige Klasse optischer Wellenleiter, die die außergewöhnlichen Führungseigenschaften der PCFs mit festem Kern und die attraktiven einstellbaren Eigenschaften der photonischen LC-Mikrostruktur im Fasermantel nutzen. LC-infiltrierte PCFs führen zu neuen Ebenen der Abstimmbarkeit von PCFs und steigern ihre Leistung aufgrund einer Vielfalt neuartiger Ausbreitungs-, Spektral-, thermooptischer, elektrooptischer und Polarisationseigenschaften. Abgesehen von ihrer hohen Empfindlichkeit gegenüber Temperatur und elektrischen/magnetischen/optischen Feldern kann die Verwendung verschiedener „Szenarien“ der molekularen Orientierung von Flüssigkristallen innerhalb der Mikrolöcher entweder Indexführungs- oder photonische Bandlückenausbreitungsmechanismen sowie ein reversibles Umschalten zwischen ihnen bestimmen .

Periodische Wellenleiterstrukturen haben in der Entwicklung der Photonik eine entscheidende Rolle gespielt. Neben transversal periodischen Strukturen (z. B. photonischen Kristallen und photonischen Kristallfasern) sind auch wellenleitende Strukturen wichtig, bei denen der Brechungsindex entlang der Ausbreitungsrichtung periodisch variiert. Ihre Wirkung erstreckt sich auf ein breites Spektrum an Funktionalitäten photonischer Geräte, einschließlich Gitterkopplung, (Bragg-)Reflexion, Polarisationsumwandlung, Ablenkung, Erzeugung der zweiten Harmonischen, Frequenzmodulation und mehr. Die große Vielfalt der Geräte ergibt sich aus der unterschiedlichen Art und Weise, wie die Wellenleitergeometrien, die Periodizität (beschrieben durch Tastverhältnis und Brechungsindexmodulation/-differenz), Kopplungseffekte und geführte Moden ausgewählt werden können.

Periodische photonische Mikrostrukturen wurden in den letzten Jahren für Wellenleiteranwendungen untersucht (z. B. Bock, PJ et al.9) aufgrund ihrer potenziellen Verwendung als Modulatoren, Filter oder photonische integrierte Elemente. Gleichzeitig werden in der Faseroptik zwei Haupttypen von Fasergittern unterschieden: langperiodische Fasergitter (LPFGs) und Faser-Bragg-Gitter (FBGs). Obwohl bei beiden Verfahren periodische Variationen in der Faserstruktur entstehen, weisen sie deutliche Unterschiede in ihren Strukturen und Funktionsprinzipien auf. Die Leistung der LPFGs basiert hauptsächlich auf der Kopplung zwischen den Kern- und Mantelmoden der Faser, und ihre Periode liegt typischerweise im Bereich von einigen hundert Mikrometern bis hin zu einigen Millimetern10. Die FBGs funktionieren, indem sie sich das Phänomen der Bragg-Reflexion zunutze machen, daher liegen ihre Perioden normalerweise im Wellenlängenbereich und Transmissionsspektren haben viel schmalere Bandbreiten11. Beide genannten Gittertypen finden viele interessante Anwendungen, einschließlich Sensorik, Modenumwandlung und wellenlängenspezifische Anwendungen (Laser, Filter, Add-Drop-Wellenlängenmultiplex usw.)11,12. Potenzielle Anwendungen solcher Gitter könnten erheblich erweitert werden, wenn die Gittereigenschaften effektiv gesteuert würden, was eine wiederholbare und vollständig vorhersehbare Abstimmung ihrer Transmissionsspektren ermöglichen würde. Eine der möglichen Strategien zur Erzielung einer solchen Lösung besteht darin, das Fasergitter mit einem thermooptischen Polymer13 (oder einer Flüssigkeit) zu kombinieren. Es muss jedoch berücksichtigt werden, dass die thermische Abstimmung nicht die beste Lösung für praktische Geräte ist14.

Es scheint, dass ein attraktiverer Weg darin besteht, Fasergitter mit Flüssigkristallen zu verbinden. Der erste Versuch, LPFG mit LC zu kombinieren, wurde in Ref. 15 beschrieben, wo die LC-Kernfaser mit periodischen Elektroden (mit einer Periode von 483 µm) abgestimmt wurde, was eine Bandunterdrückung mit einer Bandbreite von etwa 15 nm ermöglichte. Eine solche Leistung wurde mit einem relativ kleinen Abstimmbereich (bis zu 6 dB) erreicht, der ein Steuersignal von 250 V erforderte. Auch wenn theoretische Simulationen zeigten, dass die Dynamik solcher Strukturen 20 dB erreichen könnte16, wurde dies bisher experimentell nicht bestätigt. Außerdem wurden Ergebnisse von mit LCs gefüllten PCFs mit einer Elektrodenperiode von 800 µm17 sowie von elektrisch und mechanisch induzierten LPFGs18 (ebenfalls mit einer Periode von 800 µm) berichtet. Ein anderer Ansatz wurde in Lit. 19,20 verfolgt, wo „Standard“-LPFGs mit einer dünnen LC-Schicht umgeben waren, was sowohl eine thermische als auch elektrische Abstimmung der Position des Transmissionsspektrenabfalls ermöglichte.

Ein weiterer interessanter Ansatz wurde in Ref.21 vorgestellt, bei dem ein PCF mit festem Kern mit UV-härtbarem Klebstoff gefüllt und dann mithilfe von drei verschiedenen Masken mit Perioden von 600, 500 und 400 µm selektiv UV-Licht ausgesetzt wurde. Da der Brechungsindex des verwendeten Klebstoffs (NOA75) höher ist als der Brechungsindex des Quarzglases, kombinierten die erhaltenen Transmissionsspektren zwei unterschiedliche PBG-Eigenschaften mit für LPFG typischen Spektren. Eine solche Kombination von Übertragungseigenschaften führte zu engeren Bandlücken mit einer um etwa 7 dB erhöhten Dämpfung. Das bei Verwendung von zwei Masken (mit Perioden von 600 bzw. 400 µm) aufgezeichnete Signal enthielt für LPFG typische Kerben (ca. 5 dB Tiefe). Eine ähnliche Kombination aus PBG und LPFG wurde in Ref. 22 vorgestellt, wo PCF mit festem Kern mit E7 LC gemischt mit 25 % 4MAB (4-Methoxyazobenzol) gefüllt war. Eine solche Mischung konnte mit Licht reversibel abgestimmt werden (aufgrund der Isomerisierung von 4MAB), sodass bei Verwendung der Maske mit einer Periode von 700 µm eine Kerbe mit einer Tiefe von etwa 15 dB beobachtet werden konnte. Da die Autoren jedoch keine Masken mit anderen Perioden als 700 µm verwendet haben, ist unklar, ob die Kerbe in den Transmissionsspektren auf die Bildung von LPFG zurückzuführen ist oder ein Effekt der Überlagerung zweier PBGs ist (ähnlich wie in Lit. 23). ). Über einen weiteren erwähnenswerten Typ von photoinduzierten Fasergittern wird in Lit. 24 berichtet, wo sogenannte Polymer-Flüssigkristall-Polymer-Scheiben (POLICRYPS) holographisch in selektiv gefülltem HB-PCF mit einer Periode von nur 2 µm aufgezeichnet wurden. Auch wenn es den Autoren nicht gelang, die für Bragg-Gitter typischen Spektren aufzuzeichnen, war es der allererste Nachweis einer so kleinen Periodizität innerhalb von PCFs.

In Anbetracht der wichtigen Rolle abstimmbarer periodischer Wellenleiterstrukturen in modernen photonischen Systemen beschreibt dieser Artikel drei neue Arten von Mikrostrukturen mit flüssigkristallinen Materialien sowohl in Mikrokapillaren als auch in planaren Strukturen. Insbesondere werden drei Szenarien zur Erzeugung periodischer LC-Wellenleiter-Mikrostrukturen vorgestellt, die auf (1) einer periodisch ausgerichteten nematischen LC-Kernfaser-Mikrostruktur, die in einer Siliziumdioxid-Mikrokapillare eingeschlossen ist, (2) LCs mit Polydimethylsiloxan (PDMS) und (3) Blau basieren Phasenflüssigkristall (BPLC). Die Periodizität in den untersuchten wellenleitenden LC-Mikrostrukturen wird jeweils induziert durch: (1) reversible photoinduzierte molekulare Ausrichtung, (2) spezifische elektrisch angetriebene Mikrokanäle, die mit nematischem LC infiltriert sind, oder (3) inhärente selbstorganisierende kubische LC-Strukturen.

Um eine periodische Ausrichtung in Silikat-Mikrokapillaren zu erzeugen, verwendeten wir eine bekannte Photoausrichtungstechnik25. Es wurde bereits gezeigt, dass es möglich ist, durch mehrstufige Bestrahlung unter Verwendung von Amplitudenmasken eine periodische Ausrichtung zu erzeugen, die Perioden in der Größenordnung von Hunderten von Mikrometern ermöglicht26,27. In dieser Arbeit haben wir zwei allgemein bekannte photoausrichtende Azofarbstoffe verwendet: SD1 und BY (brillantes Gelb)28,29. Wir stellten fest, dass die erhaltenen Ergebnisse bei beiden Materialien bemerkenswert ähnlich waren. Auch das Probenvorbereitungsverfahren war für beide Materialien nahezu gleich: Wir verwendeten eine 5 %ige Lösung von Azofarbstoff in DMF, um die Kapillaren zu füllen. Als nächstes wurde Hochdruckluft (~ 2 atm) verwendet, um den größten Teil der Lösung aus der Kapillare zu entfernen. Abschließend wurden die Kapillaren 30 Minuten lang bei 120 °C gebacken. Nach diesem Schritt verblieb eine dünne Schicht Azofarbstoff auf den Innenwänden der Mikrokapillare, die zum Befüllen mit nematischem Flüssigkristall (5CB) bereit war. Als nächstes wurde ein kurzer Abschnitt (einige Millimeter lang) der Probe mit zwei konnektorierten Standard-Singlemode-Lichtwellenleitern (SM128) verbunden. Die vorbereitete Probe wurde sorgfältig in einen speziell dafür vorgesehenen Aufbau gegeben (Abb. 1).

Versuchsaufbau zur reversiblen Erzeugung der periodischen Ausrichtung von Flüssigkristallmolekülen in Mikrokapillaren.

Um periodische Lichtmuster zu erhalten, die für die Fotoausrichtung erforderlich sind, verwendeten wir den Digital Micromirror Device (DMD)-Chip DLP4710 von National Instruments, der eine Full-HD-Auflösung (1920 × 1080 Pixel) ermöglicht. Der DMD-Chip wurde mit einer hochkollimierten LED mit einer zentralen Wellenlänge von 405 nm beleuchtet. Um einen Fotoausrichtungseffekt zu erzielen, muss der Lichtstrahl polarisiert werden. Deshalb haben wir einen Polarisator direkt vor der Probe platziert. Wir haben auch einen optischen Bildgebungsaufbau verwendet, um ein Bild des DMD-Chips in der Ebene zu erhalten, in der die Probe platziert wurde. Die Pixelgröße des DMD-Chips betrug 5,4 µm, aber unser Bildgebungsaufbau ermöglichte uns eine Verkleinerung auf 2,5 µm. Die Bildqualität wurde kontinuierlich mit einem digitalen Mikroskop Keyence VHX-5000 überwacht. In einem solchen Aufbau war die Erzeugung der periodischen Ausrichtung der LC-Moleküle recht einfach und gut wiederholbar – verschiedene Perioden konnten einfach durch Ändern des Musters des Beleuchtungsbilds erhalten werden. Die Aufzeichnung der periodischen Orientierung bestand aus zwei Schritten: Die erste Polarisatorachse wurde auf 90 Grad (in Bezug auf die Achse der Probe) eingestellt und die Probe wurde etwa 2–5 Minuten lang mit einem erzeugten periodischen Muster beleuchtet. Der nächste Polarisator wurde um 45 oder 90 Grad gedreht und die Probe wurde ein zweites Mal mit dem periodischen Muster beleuchtet (umgekehrt zu dem bei der ersten Beleuchtung verwendeten). Um die periodische Ausrichtung innerhalb der Probe zu löschen, verwendeten wir zwei verschiedene Techniken: eine basierend auf langer Beleuchtung mit unpolarisiertem 405-nm-Licht (oder gleichmäßig polarisiertem Licht, um die Probe zu löschen und eine gleichmäßige Ausrichtung zu induzieren) und die andere basierend auf Beleuchtung mit grünem Laser (532 nm, 100 mW, fokussiert auf 10 mm Linie), das zur Beschleunigung der cis-trans-Isomerisierung des Azofarbstoffs verwendet wurde. In einigen Fällen verwendeten wir zwei Methoden gleichzeitig. Da die Probe für Licht vom UV- bis zum grünen Spektralbereich empfindlich war, verwendeten wir polarisierende Mikroskopie (Keyence VHX-5000) mit Rotlichtbeleuchtung, um die Ausrichtung der LC-Moleküle in Mikrokapillaren zu analysieren. Es ist erwähnenswert, dass jedes nachfolgende Löschen und Aufzeichnen einer neuen Ausrichtung etwas mehr Zeit in Anspruch nahm und daher die Ausrichtungsqualität abnahm – dh die Grenzen zwischen zwei unterschiedlichen Ausrichtungen waren etwas unschärfer und instabiler. Basierend auf unseren früheren Studien26,30 können wir bestätigen, dass die Stabilität der Ausrichtung von LCs, die mit der Photoalignment-Technik erhalten wurden, ausgezeichnet ist und dass sich die Proben (unter UV-freien Bedingungen gelagert) auch nach einem so langen Zeitraum an die aufgezeichnete periodische Ausrichtung von Molekülen „erinnern“. als 24 Monate. Erwähnenswert ist auch, dass Photoalignment wahrscheinlich die am besten geeignete Technik für den Umgang mit Mikrokapillaren ist. Der Einsatz anderer Techniken (z. B. des hochauflösenden Plasmas fokussierter Ionenstrahlen) ist stark eingeschränkt oder sogar unmöglich (da der Zugang zur orientierten Oberfläche durch die Wände der Kapillare physikalisch blockiert ist).

Wir haben LC:PDMS-Strukturen (siehe Abb. 2) mithilfe der typischen Guss- und Formtechnik mit den in unseren vorherigen Veröffentlichungen 31, 32, 33 beschriebenen Prozessen zur Herstellung von Formen und Wellenleitervorrichtungen erstellt. Es muss betont werden, dass alle in dieser Arbeit vorgestellten Proben aus hochwertigen Formen gewonnen wurden, die im Photolithographieverfahren mit UV-Beleuchtung durch die Chrommaske hergestellt wurden33. Insbesondere wurden die negativen Fotolacke SU-8 25 und SU-8 2010 (bereitgestellt von Kayaku Advanced Materials Inc.) verwendet, die ein hohes Seitenverhältnis mit nahezu vertikalen Seitenwänden der in PDMS zu prägenden Rippe ergeben34,35. Nach den in Ref. 31, 32, 33 beschriebenen Herstellungsverfahren war es möglich, Kanäle mit einer Höhe von etwa 30 µm (für die in Abb. 9a–c gezeigten Strukturen) und 12 µm (für die in Abb. 9a–c gezeigte Struktur) zu erhalten . 9d). Eine detaillierte Beschreibung, angereichert mit Fotos, die mit dem Hitachi SU-8230 SEM aufgenommen wurden, um die Qualität der Strukturen im PDMS zu überprüfen, finden Sie in unserer vorherigen Veröffentlichung32. Die Rauheit der Seitenwände der PDMS-Kanäle, die mit der SU-8-Form hergestellt wurden, war vernachlässigbar (< 400 nm). Darüber hinaus war es bei der Form mit einer Höhe von 12 µm möglich, die Breite der Kanäle auf einzelne Mikrometer zu reduzieren (begrenzt hauptsächlich durch die mögliche mechanische Beschädigung beim Lösen des PDMS-Chips aus der Form). Es muss beachtet werden, dass die in diesem Artikel gezeigten Strukturen nicht die kleinsten sind, die jemals erreicht wurden, während das Hauptziel dieser Mitteilung darin bestand, das Funktionsprinzip der Struktur mit dem hohen Kontrastverhältnis zwischen den Regionen zu demonstrieren unterschiedliche molekulare Orientierung, wenn die Spannung angelegt wird. In Bezug auf andere in diesem Artikel vorgestellte Beleuchtungstechniken ist es erwähnenswert, dass die DMD-basierte maskenlose Lithographie in SU8 ebenfalls als potenzielle Option für die Formherstellung in Betracht gezogen werden kann,36 die Quergrößen der Wellenleiterkanäle jedoch nicht auf die erhaltenen Werte reduziert werden können in dieser Arbeit (im Bereich von mehreren zehn Mikrometern37).

Schemata (a,c) und Fotos (b,d) der elektrisch abstimmbaren LC: PDMS-Wellenleiterstrukturen mit Mikroelektroden aus EGaIn. Der Einschub in der unteren rechten Ecke zeigt die Eingabefacette der Struktur.

Die hier vorgestellten theoretischen und experimentellen Ergebnisse zu LC:PDMS-Strukturen wurden für typische E7-LC- und Gallium-Indium-Eutektika, EGaIn (beide kommerziell erhältlich von Merck), erhalten, die zum Füllen der entsprechenden Mikrokanäle verwendet werden. Wir führten numerische Simulationen mit benutzerdefinierten Skripten durch, die auf dem ADSOR-Schema für die molekulare Neuorientierung (unter Verwendung der in unseren vorherigen Artikeln beschriebenen Gleichungen und Methoden38,39) und der COMSOL Multiphysics-Software zur Berechnung der elektrischen Feldverteilung basierten.

Im Experiment verwendeten wir BPLC, das durch Dotieren von Nematiken mit einem stark verdrillten chiralen Dotierstoff gebildet wurde. Die Hauptzusammensetzung der LC-Mischung sind nematische Verbindungen (82,6 Gew.-%), bei denen es sich um photochemisch stabile fluorierte Oligophenyle mit fluorierten Cyclohexyl- und Bicyclohexylbiphenylen handelt. BPs wurden in der untersuchten LC-Mischung durch Zugabe von zwei chiralen Dotierstoffen induziert: Biphenyl-4,4-dicarbonsäure-bis(1-methylheptyl)ester (8,7 Gew.-%) und [1,1;4,1]-Terphenyl-4, 4-Dicarbonsäure-bis(1-methylheptyl)ester (8,7 Gew.-%). Alle Komponenten wurden am Institut für Chemie der Militärischen Technischen Universität synthetisiert37,38. Zur Vorbereitung der BPLC-Mikrokavität in der Faserprobe wurde eine Mikrokapillare mit einem Innendurchmesser von 128 μm vorsichtig mit der BPLC-Mischung gefüllt. Anschließend wurde eine Multimode-Faser mit einem Außendurchmesser von 125 μm in die Mikrokapillare eingeführt und gedrückt, bis sie mit der BPLC-Füllung in Kontakt kam. Es ist erwähnenswert, dass BPLC ohne die Anwendung von Ausrichtungsschichten oder externen elektrischen Feldern dazu neigt, sich nur bei einer geringen Dicke auszurichten. Bei einer so dicken Schicht von mehreren zehn Mikrometern kann BPLC ungleichmäßige Strukturen aufweisen, die eine Polydomänenprobe erkennen lassen, was in Abb. 3 schematisch für BPII dargestellt ist. Um Stabilität der gesamten Probe zu erreichen und ein Austreten von BPLC zu verhindern, wird der optische Klebstoff (NOA) verwendet 65, Norland) wurde in den freien Raum zwischen Mikrokapillare und Multimode-Faser eingekoppelt. Anschließend wurde es 30 s lang mit Hochleistungs-UV-Licht (~ 200 mW/cm2, Dymax UV-Lampe) ausgehärtet. Dieser Vorgang wurde unter einem Polarisationsmikroskop durchgeführt und für die zweite Multimode-Faser wiederholt, um den BPLC-Mikrohohlraum auf beiden Seiten abzudecken. Messungen der Übertragungseigenschaften der untersuchten mikrostrukturierten Faser mit der BPLC-Mikrokavität wurden unter Verwendung des Ocean Optics FLAME-S VIS-NIR-Spektrometers und der Schott KL 1600 LED-Quelle mit montiertem Objektiv (20 × , NA = 0,4) zur Lichtkopplung durchgeführt in die Faserprobe.

Schematische Bildung einer Polydomänen-BPLC-Probe (links) und molekulare Ordnung in einer kubischen Elementarzelle von BPII (rechts). Grüne Moleküle bedeuten verbundene Helices in benachbarten doppelt verdrillten Zylindern, und die roten Stäbe stellen eine Reihe von LC-Disklinationen in einer Elementarzelle dar.

Analyse des Einflusses der „Nichtidealität“ einer durch selektive UV-Bestrahlung erzeugten eindimensionalen photonischen Struktur auf deren spektrale Eigenschaften. Unter „Nichtidealität“ verstehen wir eine nichtideale molekulare Ausrichtung und Schwankungen von Molekülen, die zu zufälligen Änderungen des Brechungsindex, aber auch der Länge der geordneten Abschnitte oder sogar einer Periode führen können.

Es wurde eine maßgeschneiderte Software zur Berechnung der spektralen Eigenschaften eindimensionaler photonischer Strukturen mit der Möglichkeit der Implementierung von Streuungen von Strukturparametern entwickelt. Die Software berücksichtigt die Möglichkeit, Variationen solcher Parameter einzuführen wie: eine Periode des Gitters, einen Füllfaktor des Gitters (Verhältnis der Breiten der Bereiche mit zwei unterschiedlichen Ausrichtungen von Molekülen) und somit mit unterschiedlichen Brechungsindizes.

Wir gehen davon aus, dass die untersuchte Struktur aus alternierenden Bereichen mit den Brechungsindizes n1 und n2 und den entsprechenden Breiten w1 und w2 besteht. Somit beträgt die Periode der Struktur P = w1 + w2. Weitere Annahmen für Schichten der periodischen Struktur sind Isotropie, Homogenität (konstanter Brechungsindex innerhalb einer bestimmten Schicht) und Verlustlosigkeit (dh es wurde nur der Realteil des Brechungsindex berücksichtigt). Es wurde auch angenommen, dass sich die einfallende optische Welle in der Richtung senkrecht zur Grenze der aufeinanderfolgenden Abschnitte der periodischen Strukturen ausbreitet, und daher wurden unter Berücksichtigung der Isotropie der Schichten die berechneten Transmissionsspektren für die TE- und TM-Polarisationen erhalten die einfallende Welle sind identisch.

Da das Hauptziel der Simulationen nicht darin bestand, ein genaues Modell der spektralen Eigenschaften der untersuchten Proben zu erstellen, sondern zu zeigen, wie sich die Instabilität von Strukturparametern auf Änderungen im Transmissions-/Reflexionsspektrum auswirkt, ermöglicht die Verwendung des vereinfachten Strukturmodells (oben beschrieben) dies zuverlässige Ergebnisse erhalten.

Wir haben eine Reihe von Proben auf Basis von Silica-Mikrokapillaren hergestellt, die mit dem 5CB-Flüssigkristall gefüllt waren. Wir verwendeten Mikrokapillaren mit vier verschiedenen Innendurchmessern (6, 9, 12 und 20 µm) und einem Außendurchmesser von 125 µm. Mithilfe der reversiblen Photoausrichtungstechnik (beschrieben im Abschnitt „Methoden“) konnten wir periodische Änderungen der Ausrichtung der LC-Moleküle erzeugen (Aufzeichnung des Gitters). Aufgrund der Reversibilität der Photoausrichtung könnte das Gitter gelöscht und dann erneut, dh mit einer neuen Periode, aufgezeichnet werden. Unser Aufbau ermöglichte es uns, die Periode von etwa 10 auf 800 µm zu ändern (größere Perioden waren möglich, wurden aber nicht getestet). Abbildung 4 zeigt einen beispielhaften Ablauf des Aufzeichnens und Löschens des Gitters. Zuerst wird die Probe mit dem ersten periodischen Muster polarisierten UV-Lichts beleuchtet (Abb. 4a), dann wird die erhaltene Ausrichtung zwischen zwei gekreuzten Polarisatoren (Keyence VHX-5000 Digitalmikroskop) unter Verwendung von „neutralem“ rotem Licht mit der höheren Wellenlänge untersucht als 640 nm (Abb. 4b). Wenn der Abgleich die Periodizität bestätigt hat, wurden Transmissionsspektren mit Yokogawa AQ 6370C im Bereich von 1200 bis 1600 nm gemessen (unter Verwendung von zwei Thorlabs SLEDs: S5FC1021P + S5FC1005P). Nach der Charakterisierung des Gitters kann es gelöscht werden, indem entweder unpolarisiertes, gleichmäßiges UV-Licht oder UV-Licht mit Unterstützung eines grünen Lasers (Ausbreitung bei der Wellenlänge 532 nm, 100 mW) verwendet wird, siehe Abb. 4c, mit einem erneuten Löschvorgang Die Steuerung erfolgt über das „neutrale“ rote Licht (Abb. 4d). Abschließend wurde die Probe mit dem zweiten periodischen UV-Muster bestrahlt, das durch eine andere Periode gekennzeichnet war (Abb. 4e), und die resultierende Ausrichtung der LC-Moleküle wurde erneut mit Rotlichtbeleuchtung untersucht (Abb. 4f).

Eine beispielhafte Sequenz zum Aufzeichnen und Löschen verschiedener periodischer Ausrichtungen von Flüssigkristallmolekülen: Periodisches Muster linear polarisierten UV-Lichts wird zur Erzeugung der Ausrichtung (a) verwendet. Anschließend kann unpolarisiertes UV-Licht, optional unterstützt mit einem grünen Laser (532 nm), verwendet werden Ausrichtung löschen (c), und ein anderes periodisches Muster könnte für die Beleuchtung verwendet werden (e). Nach jedem Schritt der UV-Beleuchtung wird die resultierende Ausrichtung der LC-Moleküle mit einem Polarisationsmikroskop (b,d,f) analysiert, das mit rotem Licht (das für die Probe „neutral“ ist) beleuchtet wird. Die auf jedem Foto dargestellten weißen Maßstabsbalken entsprechen 100 μm.

Wir haben eine beträchtliche Anzahl ähnlicher Proben erstellt und analysiert, um den gesamten Prozess der periodischen Ausrichtungserzeugung von LC-Molekülen zu optimieren. Wir haben auch versucht, die Lichtkopplung zwischen LC-gefüllten Kapillar- und SM-Fasern zu optimieren – beispielsweise durch Minimierung der Luftmenge an den Enden der Probe und durch eine sorgfältige und präzise Ausrichtung. Beispiele für solche optimierten Proben sind in Abb. 5 enthalten. In unseren Experimenten verwendeten wir zwei verschiedene Techniken zum Verbinden von SM-Fasern mit der LC-gefüllten Kapillare, indem wir präzises Kleben mit UV-härtbarem Kleber (Abb. 5a) und eine zusätzliche externe Technik verwendeten Kapillare mit einem Innendurchmesser von etwa 126 µm (Abb. 5b). Die zweite Methode ist weniger genau. Wir haben uns jedoch entschieden, es zu verwenden, um das Risiko einer unerwünschten Verschlechterung der Probe während der Photopolymerisation des UV-härtenden Klebers auszuschließen (außerdem gelang es uns später, eine Klebemethode zu optimieren, und nur ein kleiner Punkt UV-härtenden Lichts wurde zur Beleuchtung verwendet kleiner Tropfen Kleber).

Beispielbilder optimierter Proben mit der stabilen und wohldefinierten periodischen Ausrichtung der LC-Moleküle – (a) die Probe, die durch direktes Kleben einer LC-gefüllten Kapillare an die SM-Fasern erstellt wurde, und (b) die Probe, die durch Platzierung von LC-gefüllten Kapillaren erstellt wurde Kapillare und beide SM-Fasern in einer größeren Kapillare mit einem Innendurchmesser von etwa 126 µm. Die weißen Maßstabsbalken in beiden Feldern entsprechen 100 μm.

Im Rahmen unserer Forschung haben wir Transmissionsspektren für jede erzeugte Probe gemessen. Wir gingen davon aus, dass es möglich sein würde, Einbrüche im Transmissionsspektrum zu beobachten (ähnlich denen, die bei typischen Fasergittern, also Bragg- oder langperiodischen Fasergittern, beobachtet werden). Leider konnten wir selbst bei sehr sorgfältig optimierten Proben nicht die erwarteten Spektren beobachten. Der erste Eindruck nach Betrachtung der in Abb. 5 dargestellten Beispielproben ist, dass es zu „gitterartigen“ Spektren kommen sollte. Allerdings konnten wir keine charakteristischen Transmissionseinbrüche beobachten, die zweifelsfrei auf das Gitter zurückzuführen wären. Bei den meisten Messungen beobachteten wir ziemlich „verrauschte“ Spektren, die zudem zeitlich sehr instabil waren (siehe Abb. 6), aber ohne merkliche Transmissionseinbrüche – wir erwarteten nicht nur, solche Einbrüche zu beobachten, sondern auch, dass sich ihre Position durch Variation änderte Gitterperiode.

Beispielhafte (und für die meisten Proben typische) Transmissionsspektren, aufgenommen für optimierte Proben mit periodischer Ausrichtung von Flüssigkristallmolekülen. Alle Spektren wurden für dieselbe Probe, jedoch zu unterschiedlichen Zeitpunkten, aufgenommen. Es konnte festgestellt werden, dass Spektren nicht nur verrauscht, sondern auch zeitlich sehr instabil sind. Das Panel (a) und (b) zeigt Ergebnisse, die für dieselbe Probe aufgezeichnet wurden. (b) wurde jedoch auf den Bereich von 1260 bis 1270 nm „gezoomt“, um zu zeigen, dass „Rauschen“ sehr zufällig ist.

Es ist erwähnenswert, dass wir nicht nur die Periode des LC-Gitters ändern konnten, sondern auch den Füllfaktor des Gitters steuern konnten (durch Anpassen der Breiten der Abschnitte unterschiedlicher molekularer Ausrichtung innerhalb derselben Periode – siehe Beispiel in Abb. 7). Die Ergebnisse ähnelten jedoch den oben genannten und wir konnten immer noch keine „Gitter-Spektren“ erhalten. Obwohl die Analyse der periodischen Ausrichtung von LC-Molekülen mit einem Polarisationsmikroskop sehr optimistisch war, scheint es notwendig zu sein, größere Anstrengungen zu unternehmen, um stabile und abstimmbare Spektren vom „Gittertyp“ zu erhalten. Mögliche Erklärungen für die aufgetretenen Schwierigkeiten werden im Abschnitt „Diskussion“ beschrieben.

Beispiele für die LC-gefüllte Kapillare mit periodischen Ausrichtungen und variablem Füllfaktor – die Periode für jede Probe beträgt etwa 23 μm und entspricht 10 Pixeln des DMD-Chips. Änderungen des Füllfaktors wurden durch Änderung der Anzahl der für die Beleuchtung in jedem Schritt verwendeten Pixel erzielt, die etwa folgendem Wert entsprachen: (a) 15 % (~ 3,5 μm); (b) 30 % (~ 7 μm); (c) 50 % (~ 11,5 μm); (d) 70 % (~ 16 μm) bzw. (e) 90 % (~ 21 μm).

Im Rahmen unserer Arbeit haben wir auch planare Wellenleiter aus LC-Kern, eingebettet in PDMS-Material, entworfen, hergestellt und experimentell bewertet. Die periodischen Mikroelektroden wurden verwendet, um eine lokale Neuausrichtung der LC-Moleküle und damit die periodische Ausrichtung der LC-Moleküle (und die periodische Brechungsindexmodulation) innerhalb des Kerns zu erreichen.

Die Kombination von LC-Materialien mit PDMS ist von besonderer wissenschaftlicher Bedeutung, wenn es um die praktische Umsetzung optofluidischer Geräte40,41 geht, einschließlich wellenleitender Strukturen42,43,44,45,46,47,48,49, die potenzielle Anwendungen ermöglichen, z , elektrooptisch gesteuerte und rekonfigurierbare Interkonnektoren50, Schalter45, Multimode-Interferenzkoppler51 und Wellenlängen-Multi-/Demultiplexer45,50,51. Ein wesentlicher Vorteil eines solchen Konzepts liegt in der kostengünstigen und einfachen Elastomerverarbeitung sowie der hohen Einstellbarkeit optischer Eigenschaften, die elektrisch realisiert werden können. Designs jeder Form, einschließlich komplexer Muster mit einer Auflösung von bis zu einem Mikrometer, können problemlos realisiert werden. Darüber hinaus vereinfacht die spontane vertikale Ausrichtung (VA)33 von LC-Molekülen auf der PDMS-Oberfläche die Herstellungsverfahren und macht zusätzliche Orientierungsschichten überflüssig. Das Hauptanliegen bei der Herstellung elektrisch angetriebener Strukturen, insbesondere mit anspruchsvoller Geometrie, ist die Schaffung eines geeigneten und effizienten Elektrodensystems. Eine große Herausforderung besteht darin, die leitfähigen Elemente auf oder in die PDMS-Platte aufzubringen oder einzuführen. Die Strukturierung metallischer Strukturen, wie sie üblicherweise in der Mikroelektronik verwendet wird, wird aufgrund der geringen Adhäsion und geringen Oberflächenenergie von PDMS stark erschwert. Neben verschiedenen Versuchen, einschließlich der Abscheidung dünner Metallschichten auf der PDMS-Oberfläche52,53, der Beschichtung mit leitfähigem Polymer54 oder dem Hinzufügen metallischer Nanopartikel zum PDMS-Volumen55, konzentrierten sich die jüngsten Entwicklungen auf elektrisch abstimmbare LC:PDMS-Wellenleiterstrukturen, die durch die Mikrokanäle gebildet werden (eingebettet in PDMS-Platte, die an das Glassubstrat gebunden ist und mit flüssigkristallinem bzw. flüssigkeitsleitendem Material gefüllt ist. Eine solche Konfiguration ermöglicht die Realisierung und Platzierung komplexer Elektroden in unmittelbarer Nähe des Wellenleiterkanals. In Anbetracht des Hauptthemas dieser Arbeit ist es erwähnenswert, dass periodische Wellenleiterstrukturen relativ einfach durch die Verwendung von Elektroden mit speziellem Design und besonderer Geometrie erreicht werden können31. Konkret handelt es sich um ein Konzept von Flüssigkeitselektroden, das periodische Änderungen des Brechungsindex entlang des Flüssigkristalls ermöglicht Wellenleiterkanal31 brachte die Idee der möglichen Anwendung von LC:PDMS-Chips als photonische Bragg-Strukturen.

Numerische Simulationen wurden durchgeführt, um Wellenleiterstrukturen mit periodischer Brechungsindexmodulation entlang der Ausbreitungsrichtung zu entwerfen. Sie umfassen Berechnungen zur molekularen Anordnung innerhalb des Wellenleiterkanalquerschnitts in Abhängigkeit von der angelegten elektrischen Spannung (siehe Abb. 8a–d) und zur Verteilung des elektrischen Feldes entlang des Wellenleiterkanals, wenn die periodische Elektrode einer bestimmten Form (d. h. mit einer bestimmten Folgelänge) verwendet wird Segmente und deren Abstand vom Wellenleiterkanal, siehe Abb. 8e,f).

Definition des Orientierungswinkels (a). Schematische Darstellung (b) und Ergebnisse numerischer Simulationen (c), die die LC-Molekülausrichtung innerhalb des Querschnitts der Wellenleiterkanäle zeigen (mit unterschiedlichem Verhältnis zwischen ihren Breiten, W und Höhen, (d) ohne Spannung. Elektrisch angetriebene Änderungen in Molekülen Orientierung und damit in der räumlichen Brechungsindexverteilung, die numerisch ermittelt werden kann, wenn davon ausgegangen wird, dass flache Elektroden entlang vertikaler Wände des Flüssigkristallkanals mit dem Größenverhältnis von w/d = 1,6 (d) angeordnet sind. Definition der geometrischen Parameter der periodischen Elektroden (z ) und normalisierte elektrische Feldverteilung (für die x-Komponente), bestimmt innerhalb des flüssigkristallinen Wellenleiterkanals für periodische Elektroden mit unterschiedlichen Verhältnissen für die Längen der Nah- und Fernabschnitte (f).

Es wurde gezeigt, dass die vertikale Verankerung der stäbchenförmigen NLC-Moleküle auf der PDMS-Oberfläche unter stationären Bedingungen spontan erreicht wird42,56. Eine solche molekulare Anordnung hängt mit der hohen Hydrophobie und der niedrigen Oberflächenenergie des Elastomers zusammen und steht im Fall der analysierten Strukturen im Einklang mit einer homöotropen Ausrichtung an jeder der Kanalwände nach der Beendigung des NLC-Flusses57. Die hohe morphologische Stabilität zeichnet die so erhaltenen nematischen Texturen aus. Die resultierende Ausrichtung von NLC-Molekülen innerhalb von PDMS-eingebetteten Mikrokanälen hängt stark vom Seitenverhältnis der Kanäle58, der Qualität der im Herstellungsprozess verwendeten Formen33 und der Methode zur Verbindung des PDMS-Chips mit einem Substrat59 ab. Basierend auf früheren Studien32,33,60,61 wurde der Schluss gezogen, dass die besten Ergebnisse in Bezug auf Vorhersagbarkeit, Reproduzierbarkeit, Robustheit und Stabilität der LC-Molekülausrichtung in LC:PDMS-Strukturen für die im Photolithographieprozess erhaltenen Formen erzielt werden33 und mit Hilfe der Plasmabehandlung wird die Rauheit der PDMS-Oberfläche reduziert60,61. Tatsächlich wurden solche Verfahren bei der Herstellung der in diesem Artikel gezeigten Proben angewendet. Die vertikale Ausrichtung an den PDMS-Oberflächen könnte thermisch oder durch die Einleitung der Strömung beeinflusst werden. Es konnte jedoch wiederhergestellt werden, nachdem die Probe auf die für die nematische Phase spezifische Temperatur abgekühlt und die Zirkulation des flüssigkristallinen Materials innerhalb der Kanäle gestoppt wurde.

Experimentelle Ergebnisse, die die elektrische Abstimmbarkeit von LC:PDMS-Wellenleiterstrukturen zeigen, sind in Abb. 9 dargestellt. Insbesondere werden die Strukturen mit homogenen und periodischen Elektroden vorgestellt. Bitte beachten Sie, dass die helle Farbe im zentralen Kanal der Situation entspricht, in der die meisten LC-Moleküle entlang der Richtung des elektrischen Feldes ausgerichtet sind, die senkrecht zur Wellenleiterachse verläuft. Es ist wichtig zu beachten, dass sich die Länge des neu ausgerichteten Segments mit der angelegten Spannung ändert, bis hin zum Verschwinden der Periodizität in der molekularen Anordnung aufgrund der Sättigung und des nichtlokalen Charakters der molekularen Neuorientierung (siehe z. B. die Fotos ganz rechts in Abb. 9b und c). Die Lichtausbreitung in der erzeugten Wellenleiterstruktur ist in Abb. 10 dargestellt, mit dem signifikanten Unterschied in den Ausbreitungseigenschaften für das Licht, das ohne Spannung in den Flüssigkristall-Wellenleiterkanal eingespeist wird (Abb. 10b) und für die an die Perioden angelegte Spannung (Abb. 10c). Mit EGaIn gefüllte Mikrokanalelektroden. Es ist zu erkennen, dass das Licht bei gleichmäßiger Ausrichtung der Moleküle gut im Kern eingeschlossen ist, wohingegen wir bei elektrisch induzierter periodischer Ausrichtung eine recht starke Lichtstreuung beobachten können (außerhalb des Kerns, wo das Licht wiederum gestreut wird, waren nur wenige helle Flecken zu erkennen Wände des Elektroden-Mikrokanals). Ebenso wie bei Wellenleitern mit zylindrischem Kern konnten wir bisher keine „gitterartigen“ Spektren in LC:PDMS-Wellenleitern beobachten.

Experimentelle Ergebnisse in Form von Fotos, die mit dem Polarisationsmikroskop (im Transmissionsmodus mit gekreuzten Polarisatoren) aufgenommen wurden und die Änderung der LC-Molekülausrichtung zeigen, die durch Anlegen der Spannung an das Paar aus konventionellem (a) und periodischem (b–d) erzielt wird ) Mikrokanalelektroden, infiltriert mit GaIn-Eutektikum. Einsätze in Paneelen zeigen die Strukturgeometrie. Die geometrischen Parameter jeder Struktur sind über den Fotos angegeben. Zur Verdeutlichung werden auch schematische Zeichnungen gezeigt, die die Strukturen darstellen.

Unter experimentellen Bedingungen aufgenommene Fotos zeigen die in den Flüssigkristallkanal eingeführte optische Faser (a) und die Lichtausbreitung ohne Spannung (b) und Umorientierungsspannung (von etwa 200 V) (c). Im vorliegenden Fall betrug die Breite des Kanals etwa 200 µm, sodass die optische Polymerfaser in den Flüssigkristall-Wellenleiterkanal eingeführt werden konnte.

Nach erfolglosen Versuchen, „gitterartige“ Spektren sowohl in zylindrischen als auch in rechteckigen LC-Kern-Wellenleitern zu beobachten, beschlossen wir, eine qualitative numerische Analyse solcher Strukturen durchzuführen.

Um die Hauptschlussfolgerung unserer numerischen Analyse darzustellen, haben wir uns entschieden, eine periodische Struktur zu wählen, die durch die folgenden nominalen Parameterwerte gekennzeichnet ist: die Länge der Probe L = 20 mm, die Periode P = 20 µm (1000 Perioden), die gleiche Schicht Breiten w1 = 10 µm und w2 = 10 µm, mit entsprechenden Werten des Brechungsindex von n1 = 1,52 und n2 = 1,60 und Füllfaktor FF = 0,5 (FF ist definiert als w1 / P).

Abbildung 11 zeigt Transmissionsspektren, die für eine „ideale“ Struktur berechnet wurden – es ist zu erkennen, dass die Hauptbandlücke bei der Wellenlänge von etwa 60 μm liegt, aber im sichtbaren und NIR-Bereich sollten wir mit mehreren Einbrüchen in den Transmissionsspektren rechnen (insbesondere zwischen 1400 und 1600 nm sollten wir 3 Einbrüche mit einer spektralen Breite von wenigen nm beobachten.

Simulierte Transmissionsspektren für „ideales“ Gitter mit Periode P = 20 µm, Füllfaktor FF = 0,5, was gleiche Schichtbreiten w1 = 10 µm und w2 = 10 µm bedeutet, mit entsprechenden Werten des Brechungsindex von n1 = 1,52 und n2 = 1,60. Alle (a), (b) und (c) stellen Ergebnisse dar, die für dieselbe Probe berechnet wurden, jedoch ist (b) auf den VIS-NIR-Bereich von 500 bis 2000 nm „gezoomt“ und (c) auf die dritte Telekommunikation „gezoomt“. Fenster von 1400 bis 1600 nm (die bei Messungen verwendeten Spektralbereiche).

Im nächsten Schritt haben wir uns entschieden, die Auswirkungen thermischer Schwankungen flüssigkristalliner Moleküle qualitativ zu simulieren. Der Grund hierfür lag in der Beobachtung, LC-Gitter mit dem Polarisationsmikroskop bei außergewöhnlich großen Vergrößerungen zu erhalten. Es wurde festgestellt, dass die erhaltene Ausrichtung nicht vollkommen stabil ist und einige merkliche Schwankungen der LC-Moleküle beobachtet werden können (leider war der Effekt zu schwach, um von einer Kamera aufgezeichnet zu werden). Solche thermischen Schwankungen können zu zufälligen Änderungen des effektiven Brechungsindex führen, darüber hinaus können Schwankungen an den Grenzen zwischen zwei unterschiedlich ausgerichteten Bereichen zu Schwankungen des Füllfaktors des Gitters oder sogar seiner Periode führen. Alle diese möglichen Auswirkungen wurden in unseren Simulationen qualitativ untersucht. Beispielhafte Ergebnisse, basierend auf der oben beschriebenen idealisierten Struktur, sind in Abb. 12 dargestellt – alle Spektren wurden auf den Wellenlängenbereich 1400–1600 nm beschränkt. Abbildung 12a zeigt Spektren der „idealen“ ungestörten Probe als Referenz. Abbildung 12b zeigt die Auswirkung von 1 % Schwankungen der Gitterperiode – die Spektren sind viel verrauschter, aber dennoch sind einige Einbrüche in den Spektren zu erwarten. Abbildung 12c zeigt den Einfluss von 1 % Schwankungen des Gitterfüllfaktors – die resultierenden Spektren sind noch verrauschter als in Abb. 12b, es konnten jedoch immer noch einige regelmäßige Einbrüche in den Spektren festgestellt werden. Der Einfluss von Brechungsindexschwankungen (im Bereich von ± 0,01) nur eines Typs der Gitterabschnitte ist in Abb. 12d dargestellt – durch Vergleich mit Abb. 12b und c können wir schließen, dass der Einfluss der Brechungsindexschwankungen geringfügig ist kleiner als Schwankungen der Periode oder des Füllfaktors. Allerdings sind die resultierenden Spektren immer noch viel verrauschter als das „ideale“. Abbildung 12e und f zeigen die simulierten Auswirkungen kombinierter Schwankungen, einschließlich der Gitterperiode, des Gitterfüllfaktors und beider Brechungsindizes. Es konnte festgestellt werden, dass bei starken (~ 2 %) Schwankungen des Füllfaktors (kombiniert mit der daraus resultierenden Schwankung der Periode) die Spektren stark verrauscht werden und von den ursprünglich für das „Ideal“ beobachteten Einbrüchen keine Spur mehr vorhanden ist " Struktur.

Beispielhafte Ergebnisse numerischer Simulationen, die „ideale“ Spektren (a) mit Spektren vergleichen, die von Schwankungen (δ) in der Abtastperiode P (b), dem Füllfaktor FF (c), dem Brechungsindex – n1 und n2 (d) und all dem beeinflusst werden genannten Parameter gleichzeitig (e) und (f).

BPLC gehört zu den vielversprechenden Materialien, die in fortschrittlichen photonischen Systemen Anwendung finden könnten und aufgrund der optischen Isotropie in BPLC bessere Übertragungseigenschaften bieten. Letzteres resultiert aus einer exotischen Anordnung anisotroper Moleküle im Volumen, die selbstorganisierende kubische Nanostrukturen in den beiden Phasen BP I und BP II erzeugt oder als isotrope „Nebelphase“ BP III auftritt62. Dies weist auf potenzielle Möglichkeiten hin, die BPLC in photonischen Systemen nutzen kann, um eine schnelle elektrooptische Modulation und Schaltung, die Erfassung physikalischer und Umgebungsparameter sowie abstimmbare Filteranwendungen zu ermöglichen. Darüber hinaus kann der Einsatz von BPLCs in Glasfasersystemen dazu beitragen, fortschrittliche und flexible Systeme zu schaffen, die im sichtbaren Spektrum arbeiten und die Ausbreitungseigenschaften steuern63,64,65.

Aufgrund unserer experimentellen und theoretischen Erfahrung war uns bewusst, dass die erfolgreiche Realisierung eines LC-Kerngitters, das mit Bandlücken höherer Ordnung arbeitet, eine sehr anspruchsvolle Aufgabe sein könnte (da Bandlücken höherer Ordnung nicht nur schmal, sondern, wie es schien, auch sehr schmal sind). empfindlich gegenüber Schwankungen). Unsere theoretische Analyse zeigte auch, dass die Bandlücke erster Ordnung des Spiegels/Gitters vom Bragg-Typ weniger empfindlich gegenüber Schwankungen und anderen Unvollkommenheiten ist. Aus diesem Grund haben wir beschlossen, eine faseroptische Mikrostruktur zu schaffen, in der sich Licht in einem „speziellen“ Flüssigkristall ausbreitet, der von Natur aus dazu neigt, breite photonische Bandlücken (erster Ordnung) zu erzeugen. Im Allgemeinen gibt es zwei Arten von LCs, die natürliche Bandlücken erzeugen: chiral nematische (cholesterische) LCs, die eine eindimensionale selektive Reflexion erzeugen, und BPLCs, die für eine selektive Reflexion in allen drei Dimensionen bekannt sind. 3D-Bragg-Reflexionen in BPLCs beziehen sich auf eine kubische Gitterstruktur mit einer Größe in der Größenordnung von einigen hundert nm und zeichnen sich durch Schaltreaktionszeiten im Submillisekundenbereich sowie Polarisationsunempfindlichkeit im makroskopischen Maßstab für die Wellenlängen außerhalb ihrer Resonanzbänder aus66,67 . Insbesondere können die optischen Eigenschaften von BPLCs durch externe Faktoren wie Temperatur, ein externes elektrisches Feld, mechanische Verformungen sowie die Dotierung mit Nanopartikeln verändert werden68,69,70,71.

Eine LC-Mischung mit induzierten blauen Phasen (BPs) wurde durch Zugabe chiraler Dotierstoffe zu den Wirtsnematiken hergestellt (siehe „Methoden“). Die Anzahl der chiralen Dotierstoffe wurde so gewählt, dass einstellbare selektive Reflexionen erzielt werden, die den breitesten Bereich von Bragg-Wellenlängen bei verschiedenen Temperaturen abdecken. Die BPLC-Mischung wurde vorsichtig in eine Mikrokapillare mit einem Innendurchmesser von 128 μm gefüllt. Die Untersuchung erfolgte unter einem Polarisationsmikroskop, um eine dünne Schicht LC-Füllung von etwa 40 μm zu erhalten.

Eine faseroptische Mikrostruktur mit temperaturempfindlichem BPLC-Mikrohohlraum (Abb. 13) wurde entwickelt, indem zwei Multimode-Fasern (MMFs) von beiden Seiten innerhalb der Mikrokapillare am BPLC befestigt wurden. Wenn die BPLC-Füllung in der Faserprobe von der isotropen Phase ISO (57,0 °C) abgekühlt wird und über die nachfolgenden BP-Phasen in die chiral-nematische Phase N* (51,0 °C und darunter) übergeht, ändert sich die selektive Lichtreflexion deutlich . Dies wird durch eine Änderung der Periodizität der chiralen Selbstorganisation von LC-Molekülen verursacht, die sich in einem Farbwechsel der LC-Textur von Blau nach Rot äußert, was sich auf die BPII- bzw. N*-Phase bezieht. Darüber hinaus traten in BPI bei 54,0 °C bzw. 52,5 °C selektive Reflexionen für grünes und gelbes Licht auf, wodurch eine vollständige Kontrolle über einen weiten Spektralbereich der photonischen Eigenschaften der BPLC-Mikrokavität erlangt wurde, was für unsere weiteren Untersuchungen von Bedeutung ist.

Ein idealisiertes Modell des Funktionsprinzips der untersuchten faseroptischen Mikrostruktur mit der BPLC-Mikrokavität. POM-Bilder zeigen einen Längsquerschnitt der Mikrostrukturfaser mit BPLC-Füllung, aufgenommen in Reflexion. Die Farbe der Domänen hängt mit der Bragg-Reflexion zusammen und hängt von der LC-Phase bei einer geeigneten Temperatur ab. Ein Diagramm aus dem Einschub zeigt eine verringerte Transmission für die ausgewählten Wellenlängen entsprechend der Bragg-Reflexion, die beim Abkühlen der untersuchten BPLC-Mikrokavität in der Faserprobe von der BPII- in die N*-Phase rotverschoben werden kann. Der gelbe Maßstabsbalken entspricht 50 μm.

Interessanterweise haben wir herausgefunden, dass es möglich ist, die Übertragung des weißen Lichts, das sich in der faseroptischen Mikrostruktur ausbreitet, durch eine dünne Schicht der ausgerichteten BP-Flüssigkristalle zu beeinflussen, die im optischen Signalpfad angeordnet sind. Abbildung 14 zeigt die spektralen Eigenschaften des im untersuchten System geführten Lichts. Beim Abkühlen der Probe von der isotropen Phase auf BPII wird die Transmission für die kürzeren Wellenlängen aufgrund selektiver Reflexionen von blauem Licht geringer. Es ist erwähnenswert, dass während der BP-Kristallkeimbildung in der Nähe des ISO-BPII-Phasenübergangs das Licht hauptsächlich gestreut wird, was als spektral breite Abnahme der Transmission bei 56,0 °C erkennbar ist. Darüber hinaus entsteht dieser Effekt auch aufgrund einer Unvollkommenheit der BP-Kristallorientierung in der Masse, wodurch eine polykristalline Textur sichtbar wird. Bei niedrigeren Temperaturen verschiebt sich die verringerte Transmission aufgrund der Bragg-Reflexion zu längeren Wellenlängen und erhöht gleichzeitig die spektrale Breite von 24 nm (für BPII bei 55,5 °C) auf 40 nm (für N* bei 49,0 °C). Unsere Untersuchungen zeigen eine breite Abstimmung der photonischen Eigenschaften der BPLC-Mikrokavität im sichtbaren Bereich von 475 bis 678 nm, wobei wir die Wellenlängen für das niedrigste Transmissionsniveau in den Spektren bei den ausgewählten Temperaturen (LC-Phasen) notieren. Leider ist die vorgestellte Abstimmung der photonischen Bandlücke des BPLC nicht über den gesamten oben genannten Spektralbereich kontinuierlich, da beim BPII-BPI-Phasenübergang ein Sprung der Bragg-Wellenlänge von 480 nm auf 560 nm auftritt. Die Abstimmbarkeit der photonischen Bandlücke in Bezug auf BPI- und N*-Phasen ist jedoch ununterbrochen, wobei die durchschnittliche thermische Empfindlichkeit der untersuchten BPLC-Mikrokavität 22 nm/°C entspricht.

Spektren des weißen Lichts, das in der untersuchten Mikrostrukturfaser übertragen wird, aufgenommen beim Abkühlen der BPLC-Mikrokavität von der isotropen Phase (57,0 °C) in die chiral-nematische Phase (51,0 °C und darunter).

Insgesamt ist die Ausrichtung von LCs in den periodischen Wellenleiterstrukturen ein entscheidender Punkt bei der Erzielung selektiver Lichtreflexionen für die ausgewählten Wellenlängen. Bei selbstorganisierenden chiralen Strukturen ist dies jedoch nicht so kritisch, da die Unvollkommenheit der Ausrichtung der BP-Domänen schließlich die spektrale Breite im unteren Transmissionssignal entsprechend der Bragg-Reflexion erhöhen kann. Es ist auch erwähnenswert, dass unsere Ergebnisse eindeutig darauf hinweisen, dass die detektierten Bragg-Reflexe in den Transmissionsspektren gut mit der Farbe der aufgezeichneten BPLC-Texturen in jeder LC-Phase übereinstimmen, obwohl beide Beobachtungen für zwei verschiedene Richtungen aufgezeichnet wurden. Daher können wir sagen, dass das Bragg-Reflexionsband für ausgerichtete und nicht deformierte BPLC-Domänen für senkrechte Richtungen dasselbe ist.

In dieser Arbeit haben wir gezeigt, dass eine reversible periodische Photoausrichtung der Flüssigkristallmoleküle in Silica-Mikrokapillaren möglich ist. Wir konnten die Periode willkürlich von etwa 500 μm bis hinunter zu 20 μm steuern (im Gegensatz zu früheren Arbeiten auf diesem Gebiet, bei denen nur wenige Arten von Amplitudenmasken für die selektive Bestrahlung verwendet wurden, typischerweise eine Maske mit der Periode 600, 700 oder 800). μm verwendet, d. h. Ref. 15, 17, 18, 22; nur in Ref. 21 wurden drei Masken mit einer Periode von 400, 500 und 600 μm gleichzeitig verwendet. Die erhaltene Orientierung wurde mit Polarisationsmikroskopie analysiert und wir erwarteten, dass die Ausbreitung eines breitbandigen Lichts in solch wohldefinierten periodischen Strukturen zu Spektren führen sollte, die typisch für langperiodische Fasergitter oder sogar Faser-Bragg-Gitter sind. Doch selbst wenn wir eine Reihe unterschiedlich erzeugter Proben erstellt und gemessen haben (dh unter Verwendung unterschiedlicher Verbindungsmethoden mit SM-Fasern), konnten wir keine charakteristischen Änderungen in den Transmissionsspektren beobachten, die den erstellten Gittern zugeschrieben werden könnten. Unser numerisches Modell (obwohl vereinfacht – siehe „Methoden“) kann eine qualitative Erklärung unserer erfolglosen experimentellen Versuche zur Beobachtung der „gitterartigen“ Spektren liefern. Als wir Mikrokapillaren mit periodischer LC-Ausrichtung unter dem Polarisationsmikroskop untersuchten, stellten wir bei großen Vergrößerungen fest, dass Schwankungen der Grenzen zwischen zwei unterschiedlichen Ausrichtungen der LC-Moleküle Auswirkungen auf die Leistung des Gitters haben könnten. Darüber hinaus sind die Grenzen zwischen zwei verschiedenen Orientierungen nicht genau definiert, wie aus unserer theoretischen Analyse hervorgeht, bei der ein „Stufentyp“ des Brechungsindexprofils angenommen wurde. In einem echten LC-Kerngitter kann die Grenze zwischen zwei benachbarten Regionen als „verschwommen“ betrachtet werden, da die Grenze zwischen zwei verschiedenen Arten der Ausrichtung von LC-Molekülen aus einer kontinuierlichen Änderung der Ausrichtung der Moleküle oder einem lokal verteilten topologischen Defekt besteht – in beiden Fällen Die Grenze kann nicht als „stufenartige“ Grenze zwischen zwei Regionen mit unterschiedlichen Brechungsindizes behandelt werden. Infolgedessen ist es viel schwieriger, eine kohärente Reflexion von einer solchen „Grenze“ zu erhalten, und folglich ist es viel schwieriger, eine stabile Interferenz zu erhalten, die für die Erzeugung typischer „Einbrüche“ in den Spektren erforderlich ist.

Darüber hinaus gibt es auch einen Faktor, der die Leistung des LC-Kern-Fasergitters beeinträchtigen kann, nämlich Mantelmoden und deren zufällige Interferenz. An jeder Grenzfläche zwischen zwei unterschiedlich ausgerichteten Abschnitten können wir nicht nur eine Reflexion des Lichts erwarten, sondern auch, dass ein Teil des Lichts gestreut wird und sich dann in der Ummantelung als Mantelmoden mit zufälliger Phase ausbreitet, da die Streubereiche „unscharf“ sind. , und ihre Grenzen schwanken (Abb. 15). Je mehr Grenzen wir in der Probe haben, desto mehr zufällig induzierte Mantelmoden könnten induziert werden, und folglich können diese Mantelmoden zufällig am Probenausgang interferieren, was zu noch mehr erhöhtem Rauschen führt.

Schematische Darstellung der Hauptquellen der inkohärenten Interferenz, die zu stark zufälligen Transmissionsspektren führt – „verschwommene“ und schwankende Grenzen zwischen zwei unterschiedlich ausgerichteten LC-Kernregionen. Infolgedessen könnten nicht nur Kernmoden, sondern auch Mantelmoden zufällig induziert werden, und ihre Interferenz mit zufälligen Phasen würde zu verrauschten Spektren führen.

In dieser Arbeit haben wir große Anstrengungen unternommen, um periodische LC-Strukturen in rechteckigen Wellenleitern zu erzeugen, die mithilfe von PDMS erstellt wurden. Obwohl wir mithilfe periodischer Mikroelektroden periodische Änderungen der Ausrichtung von LC-Molekülen erzeugen konnten, konnten wir wiederum keine Transmissionsspektren messen, die typisch für die in Fasergittern beobachteten sind. Die Gründe könnten wahrscheinlich dieselben sein wie die oben für zylindrische LC-Kern-Wellenleiter beschriebenen.

Schließlich beschlossen wir, die Wellenleitung in LC mit „natürlich“ definierter Periodizität zu bewerten, die durch die Verwendung von LCs mit blauer Phase erzielt wurde. In diesem Fall konnten wir einen ziemlich breiten Abfall der Transmissionsspektren beobachten, der der durch die BPLC spontan erzeugten Bandlücke erster Ordnung entspricht (deren Periodizität in der Größenordnung von einigen Hundert nm liegt). Darüber hinaus konnten wir durch Temperaturänderungen die Bandlücke nahezu im gesamten sichtbaren Bereich einstellen. Beobachtungen des BPLC mit einem Mikroskop zeigten, dass die Moleküle nicht perfekt ausgerichtet sind, und in Abb. 13 waren einige „Domänen“ mit leicht unterschiedlichen Schattierungen zu erkennen. Doch selbst mit diesen „Defekten“ konnten wir einen recht deutlichen Abfall feststellen die Spektren. Dies war möglich, weil die Bandlücke erster Ordnung viel breiter ist als Bandlücken höherer Ordnung und darüber hinaus weniger empfindlich gegenüber Unvollkommenheiten in der Struktur ist – diese Schlussfolgerung wurde auch durch unser numerisches Modell bestätigt, als die Stabilität der ersten Ordnung ermittelt wurde Die Bandlücke wurde analysiert.

Die für den BPLC-Wellenleiter erzielten Ergebnisse könnten einen Weg für eine mögliche zukünftige Optimierung abstimmbarer/umkehrbarer Gitter bieten, die entweder mit Photoausrichtung oder mit periodischem elektrischem Feld erstellt werden. Es scheint, dass es möglich sein könnte, stabilere Gitterspektren zu erhalten, wenn die Periode der Gitter viel kleiner wäre, als wir es derzeit mit unseren Technologien erreichen können. Es erscheint jedoch sinnvoll, einige zusätzliche Anstrengungen zu unternehmen, um effektiv abstimmbare (entweder durch Licht oder ein elektrisches Feld) LC-Kern-Wellenleiter mit Bragg-Gittern erster Ordnung zu schaffen. In dieser Arbeit haben wir nur nematische LCs und BPLCs verwendet, interessante Effekte wären jedoch auch zu erwarten, wenn andere Arten von LCs verwendet würden, insbesondere ferroelektrische LCs können für diesen Zweck sehr nützlich sein72.

Die Daten sind auf begründete Anfrage des entsprechenden Autors verfügbar.

Winnery, J., Chenming, H. & Kwon, Y. Flüssigkristall-Wellenleiter für integrierte Optik. IEEE J. Quantum Electron 13, 262–267 (1977).

Artikel ADS Google Scholar

Wei, T. et al. Flüssigkristallvermittelte aktive Wellenleiter für programmierbare integrierte Optiken. Adv. Opt. Mater. 8, 1902033 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Woliński, TR et al. Ausbreitungseffekte in Lichtwellenleitern mit Flüssigkristallkern. Mol. Kristall. Liq. Kristall. Wissenschaft. Technol. Sekte. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 321, 113–124 (1998).

Artikel Google Scholar

Wolinski, TR et al. Polarimetrische optische Fasern mit elliptischem Flüssigkristallkern. in LEOS 2000. Tagungsband der IEEE-Jahrestagung 2000. 13. Jahrestagung. Jahrestagung 2000 der IEEE Lasers and Electro-Optics Society (Kat.-Nr. 00CH37080), Bd. 2 474–475 Bd. 2 (2000).

Woliński, T. et al. Photonische Flüssigkristallfasern – Eine neue Herausforderung für die Faseroptik und die Flüssigkristallphotonik. Opto-Elektron. Rev. https://doi.org/10.2478/s11772-006-0045-6 (2006).

Artikel Google Scholar

Wolinski, TR et al. Ausbreitungseigenschaften von mit nematischen Flüssigkristallen gefüllten photonischen Kristallfasern. Opto-Elektron. Rev. 13, 177–182 (2005).

CAS Google Scholar

Wolinski, TR et al. Einfluss von Temperatur und elektrischen Feldern auf die Ausbreitungseigenschaften photonischer Flüssigkristallfasern. Mess. Wissenschaft. Technol. 17, 985 (2006).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Ertman, S. et al. Verlustarme Ausbreitung und kontinuierlich einstellbare Doppelbrechung in photonischen Kristallfasern mit hohem Index, die mit nematischen Flüssigkristallen gefüllt sind. Opt. Express 17, 19298–19310 (2009).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Bock, PJ et al. Periodische Subwellenlängen-Gitterstrukturen in Silizium-auf-Isolator: Ein neuer Typ mikrophotonischer Wellenleiter. Opt. Express 18, 20251–20262 (2010).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Esposito, F., Srivastava, A., Campopiano, S. & Iadicicco, A. Strahlungseffekte auf langperiodische Fasergitter: Eine Übersicht. Sensoren 20, 2729 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Kashyap, R. Fiber Bragg Gratings (Academic Press, 2009).

Google Scholar

Fu, C. et al. Jüngste Fortschritte bei der Herstellung und Anwendung von erwärmungsinduzierten Fasergittern mit langer Periode. Sensoren 19, 4473 (2019).

Artikel ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Abramov, AA et al. Elektrisch abstimmbarer, effizienter Breitband-Faserfilter. IEEE Photonics Technol. Lette. 11, 445–447 (1999).

Artikel ADS Google Scholar

Steinvurzel, P., Moore, ED, Mägi, EC & Eggleton, BJ Tuning-Eigenschaften von Gittern mit langer Periode in photonischen Bandlückenfasern. Opt. Lette. 31, 2103–2105 (2006).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Jeong, Y. et al. Elektrisch steuerbare Flüssigkristallfasergitter mit langer Periode. IEEE Photonics Technol. Lette. 12, 519–521 (2000).

Artikel ADS Google Scholar

Jeong, Y. & Lee, B. Theorie elektrisch steuerbarer Langzeitgitter aus Flüssigkristallfasern. Opt. Ing. 40, 1227–1233 (2001).

Artikel ADS Google Scholar

Wei, L., Weirich, J., Alkeskjold, TT & Bjarklev, A. Abstimmbare Langzeitgittervorrichtungen auf dem Chip basierend auf photonischen Flüssigkristall-Bandlückenfasern. Opt. Lette. 34, 3818–3820 (2009).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Noordegraaf, D., Scolari, L., Lsegsgaard, J., Rindorf, L. & Alkeskjold, TT Elektrisch und mechanisch induzierte Gitter mit langer Periode in photonischen Flüssigkristall-Bandlückenfasern. Opt. Express 15, 7901–7912 (2007).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Czapla, A., Woliński, T., Dąbrowski, R., Nowinowski-Kruszelnicki, E. & Bock, W. Elektrisch abstimmbarer Filter basierend auf dem langperiodischen Fasergitter mit einer dünnen Flüssigkristallschicht. Photonik Lett. Pol. 2, 116–118 (2010).

CAS Google Scholar

Czapla, A. et al. Verbesserung der elektrischen Felderfassungsfähigkeiten des mit einer Flüssigkristallschicht beschichteten Langzeitfasergitters. Opt. Express 24, 5662–5673 (2016).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Chen, C.-P. & Yu, C.-P. Langperiodische Fasergitter basierend auf flüssigkeitsgefüllten photonischen Kristallfasern. In Photonic and Phononic Crystal Materials and Devices X Vol. 7609 156–163 (SPIE, 2010).

Kapitel Google Scholar

Liou, J., Chang, T., Lin, T. & Yu, C. Reversible photoinduzierte Fasergitter mit langer Periode in photonischen Flüssigkristallfasern. Opt. Express 19, 6756–6761 (2011).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Tefelska, MM, Ertman, S., Woliński, TR, Dabrowski, R. & Mergo, P. Abstimmbarer Filter basierend auf zwei kaskadierten photonischen Flüssigkristallfasern. Photonik Lett. Pol. 5, 14–16 (2013).

CAS Google Scholar

Poudereux, D. et al. Aufnahme von Policryps-Strukturen in photonischen Kristallfasern. Photonik Lett. Pol. 9, 5–7 (2017).

Artikel CAS Google Scholar

Chigrinov, VG, Kozenkov, VM & Kwok, H.-S. Photoausrichtung flüssigkristalliner Materialien: Physik und Anwendungen (Wiley, 2008). https://doi.org/10.1002/9780470751800.

Buchen Sie Google Scholar

Ertman, S., Srivastava, AK, Chigrinov, VG, Chychłowski, MS & Woliński, TR Strukturierte Ausrichtung von Flüssigkristallmolekülen in Silica-Mikrokapillaren. Liq. Kristall. 40, 1–6 (2013).

Artikel CAS Google Scholar

Jóźwik, M., Ertman, S., Siarkowska, A., Woliński, TR & Chigrinov, VG Periodische Ausrichtung von Flüssigkristallmolekülen in Silica-Mikrokapillaren. In Photonics Applications in Astronomy, Communications, Industry, and High-Energy Physics Experiments 2014 Vol. 9290 (Hrsg. Romaniuk, RS) (SPIE, 2014).

Google Scholar

Chigrinov, VG, Kwok, H.-S., Hasebe, H., Takatsu, H. & Takada, H. Liquid-crystal photoaligning by azo Dyes (eingeladener Beitrag). J. Soc. Inf. Disp. 16, 897–904 (2008).

Artikel CAS Google Scholar

Yaroshchuk, O. et al. Photoausrichtungseigenschaften des brillanten gelben Farbstoffs. Proz. 14. Int. Disp. Workshops 07, 1665–1668 (2007).

Google Scholar

Siarkowska, A., Jóźwik, M., Ertman, S., Woliński, TR & Chigrinov, VG Photoausrichtung von Flüssigkristallen in Mikrokapillaren mit punktueller Bestrahlung. Opto-Elektron. Pfr. Fr. Rev. 22, 178–182 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Rutkowska, KA et al. Ein neuartiger Ansatz zur Erstellung elektrisch gesteuerter LC:PDMS-Mikrostrukturen. Sensoren 22, 4037 (2022).

Artikel ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Baczyński, S. et al. Untersuchung von PDMS-Mikrokanälen für flüssigkristalline optofluidische Geräte in wellenleitenden photonischen Systemen. Kristalle 12, 729 (2022).

Artikel Google Scholar

Baczyński, S. et al. Orientierung flüssigkristalliner Moleküle auf PDMS-Oberflächen und innerhalb von PDMS-Mikrofluidsystemen. Appl. Wissenschaft. 11, 11593 (2021).

Artikel Google Scholar

Lee, J., Choi, K.-H. & Yoo, K. Innovative SU-8-Lithographietechniken und ihre Anwendungen. Mikromaschinen 6, 1–18 (2014).

Artikel Google Scholar

Amato, L. et al. Herstellung von SU-8-Mikropillar-Arrays mit hohem Aspektverhältnis. Mikroelektron. Ing. 98, 483–487 (2012).

Artikel CAS Google Scholar

Dreidimensionale Mikrofabrikation mittels Zwei-Photonen-Polymerisation. (Elsevier, 2020). doi:https://doi.org/10.1016/C2018-0-00278-9.

Chen, Q., Zhou, J., Zheng, Q. & Hu, Y. Mehrschichtlithographie mit Fokusebenenänderung für SU-8-Mikrostrukturen. Mater. Res. Express 7, 065306 (2020).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Rutkowska, KA et al. Elektrische Abstimmung der LC:PDMS-Kanäle. Photonik Lett. Pol. 9, 48 (2017).

Artikel CAS Google Scholar

Rutkowska, KA & Kozanecka-Szmigiel, A. Design abstimmbarer holographischer flüssigkristalliner Beugungsgitter. Sensoren 20, 6789 (2020).

Artikel ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Optofluidik: Grundlagen, Geräte und Anwendungen. (McGraw-Hill, 2010).

De Sio, L., Cuennet, JG, Vasdekis, AE & Psaltis, D. Volloptisches Schalten in einem optofluidischen Polydimethylsiloxan: Flüssigkristallgitter definiert durch Gussformen. Appl. Physik. Lette. 96, 131112 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

Zheng, W., Yang, L. & Lee, M. Vertikale Ausrichtung von Flüssigkristallen auf dünnen Polydimethylsiloxanfilmen. Photonik Lett. Pol. 3, 8–10 (2011).

CAS Google Scholar

d'Alessandro, A. et al. Flüssigkristallkanalwellenleiter: Eine Monte-Carlo-Untersuchung der Ordnung. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 619, 42–48 (2015).

Artikel Google Scholar

Asquini, R., Chiccoli, C., d'Alessandro, A., Pasini, P. & Zannoni, C. Monte-Carlo-Studie über Schlitzwellenleiter-Flüssigkristall-Phasenschieber. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 683, 46–55 (2019).

Artikel CAS Google Scholar

Asquini, R., Chiccoli, C., Pasini, P., Civita, L. & d'Alessandro, A. Photonische Geräte mit geringem Stromverbrauch basierend auf elektrisch gesteuerten nematischen Flüssigkristallen, eingebettet in Poly(dimethylsiloxan). Liq. Kristall. 45, 2174–2183 (2018).

Artikel CAS Google Scholar

d'Alessandro, A., Martini, L., Civita, L., Beccherelli, R. & Asquini, R. Flüssigkristall-Wellenleitertechnologien für eine neue Generation photonischer integrierter Schaltkreise mit geringem Stromverbrauch. In Emerging Liquid Crystal Technologies X Vol. 93840L (Hrsg. Chien, L.-C. et al.) (SPIE, 2015). https://doi.org/10.1117/12.2078891.

Kapitel Google Scholar

Asquini, R., Martini, L. & d'Alessandro, A. Herstellung und Charakterisierung von Flüssigkristallwellenleitern in PDMS-Kanälen für optofluidische Anwendungen. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 614, 11–19 (2015).

Artikel CAS Google Scholar

d'Alessandro, A. & Asquini, R. Lichtausbreitung in begrenzten nematischen Flüssigkristallen und Geräteanwendungen. Appl. Wissenschaft. 11, 8713 (2021).

Artikel Google Scholar

d'Alessandro, A. & Kumaran, AM Lichteinschluss in Flüssigkristallen für optofluidische integrierte Mikrosysteme – EINGELADEN. EPJ Web Conf. 255, 10001 (2021).

Artikel Google Scholar

d'Alessandro, A., Civita, L., Asquini, R., Chiccoli, C. & Pasini, P. Optische Wellenleiter und abstimmbare Geräte aus einem Flüssigkristallkern in PDMS-Kanälen. In Liquid Crystals XXIII (Hrsg. Khoo, IC) 31 (SPIE, 2019). https://doi.org/10.1117/12.2530293.

Kapitel Google Scholar

Civita, L., Quaranta, S., Asquini, R. & d'Alessandro, A. Entwurf eines Multimode-Interferometers mit LC:PDMS-Technologie. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 684, 58–65 (2019).

Artikel CAS Google Scholar

Romito, M., De Sio, L., Vasdekis, AE & Umeton, C. Optofluidische Mikrostrukturen mit Flüssigkristallen. Mol. Kristall. Liq. Kristall. 576, 135–140 (2013).

Artikel CAS Google Scholar

Baëtens, T., Pallecchi, E., Thomy, V. & Arscott, S. Risseffekte in stauch- und dehnbaren dünnen Metallfilmen auf PDMS für flexible Mikrosysteme und Elektronik. Wissenschaft. Rep. 8, 9492 (2018).

Artikel ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Li, G. et al. PEDOT:PSS/grafted-PDMS-Elektroden für vollständig organische und intrinsisch dehnbare hautähnliche Elektronik. ACS-Appl. Mater. Schnittstellen 11, 10373–10379 (2019).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Anlin, LK et al. Auswirkungen von Metallnanopartikeln auf die Leistung von PDMS-basierten triboelektrischen Nanogeneratoren. Physik. B Kondensatoren. Materie 639, 413952 (2022).

Artikel CAS Google Scholar

Zheng, WJ & Huang, MH Verwendung eines dünnen Polydimethylsiloxanfilms als vertikale Flüssigkristall-Ausrichtungsschicht. Thin Solid Films 520, 2841–2845 (2012).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Sengupta, A., Tkalec, U. & Bahr, C. Nematische Texturen in mikrofluidischer Umgebung. Soft Matter 7, 6542 (2011).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zheng, W. & Ya-Ting, H. Orientierung von Flüssigkristallmolekülen in Polydimethylsiloxan-Mikrokanälen. Liq. Kristall. https://doi.org/10.1080/02678292.2015.1108463 (2015).

Artikel Google Scholar

Borók, A., Laboda, K. & Bonyár, A. PDMS-Verbindungstechnologien für mikrofluidische Anwendungen: Ein Überblick. Biosensoren 11, 292 (2021).

Artikel PubMed PubMed Central Google Scholar

Tohnishi, M. & Matsutani, A. Oberflächenbehandlung von Polydimethylsiloxan und Glas mit festem H2O-Plasma zur Herstellung mikrofluidischer Geräte. Sens. Mater. 33, 569 (2021).

CAS Google Scholar

Kim, HT & Jeong, OC PDMS-Oberflächenmodifikation mit Atmosphärendruckplasma. Mikroelektron. Ing. 88, 2281–2285 (2011).

Artikel CAS Google Scholar

Tanaka, S. et al. Doppelt gedrehte Zylinder in flüssigkristallinen cholesterischen blauen Phasen, beobachtet durch Transmissionselektronenmikroskopie. Wissenschaft. Rep. 5, 16180 (2015).

Artikel ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Sala-Tefelska, MM et al. Einfluss zylindrischer Geometrie und Ausrichtungsschichten auf den Wachstumsprozess und die selektive Reflexion blauer Phasendomänen. Opt. Mater. 75, 211–215 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Lee, C.-H., Wu, C.-W., Chen, C.-W., Jau, H.-C. & Lin, T.-H. Polarisationsunabhängiges bistabiles Lichtventil in einer mit blauem Flüssigkristall gefüllten photonischen Kristallfaser. Appl. Opt. 52, 4849 (2013).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Orzechowski, K. et al. Optische Eigenschaften von kubisch-blauen Flüssigkristallen in photonischen Mikrostrukturen. Opt. Express 27, 14270 (2019).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Yoshida, H. et al. Bragg-Reflexionsbandbreite und optische Rotationsdispersion von kubischen Flüssigkristallen mit blauer Phase. Physik. Rev. E 94, 042703 (2016).

Artikel ADS PubMed Google Scholar

Orzechowski, K. et al. Polarisationseigenschaften kubischer blauer Phasen eines cholesterischen Flüssigkristalls. Opt. Mater. 69, 259–264 (2017).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zhang, Y. et al. Dreidimensionale Gitterverformung von Flüssigkristallen der blauen Phase unter Elektrostriktion. Soft Matter 18, 3328–3334 (2022).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Castles, F. et al. Dehnbare Flüssigkristall-Blauphasengele. Nat. Mater. 13, 817–821 (2014).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Schlafmann, KR & White, TJ Retention und Verformung der blauen Phasen in flüssigkristallinen Elastomeren. Nat. Komm. 12, 4916 (2021).

Artikel ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Orzechowski, K. et al. Durch achirale Nanopartikel verstärkte chirale Drehung und thermische Stabilität von Flüssigkristallen in der blauen Phase. ACS Nano 16, 20577–20588 (2022).

Artikel CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Guo, Q., Yan, K., Chigrinov, V., Zhao, H. & Tribelsky, M. Ferroelektrische Flüssigkristalle: Physik und Anwendungen. Kristalle 9, 470 (2019).

Artikel CAS Google Scholar

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Diese Forschung wurde von CB POB FOTECH-1 und FOTECH-2 der Technischen Universität Warschau im Rahmen des Programms „Exzellenzinitiative: Forschungsuniversität“ (IDUB) finanziert. Die Autoren danken Dr. O. Strzeżysz und Dr. P. Kula, beide vom Institut für Chemie der Militärischen Technischen Universität, für die fruchtbare Zusammenarbeit in der Chemie von LC-Materialien. Die Autoren danken Prof. A. Dybko und Dr. M. Juchniewicz (beide von der Technischen Universität Warschau) für ihre Unterstützung bei der Herstellung von LC:PDMS-Proben. Die Autoren danken auch Prof. V. Chigrinov für die Bereitstellung von Proben des SD-1-Azofarbstoffs und die fruchtbare Diskussion über die Photoausrichtung von Flüssigkristallmolekülen.

Fakultät für Physik, Technische Universität Warschau, Koszykowa 75, 00-662, Warschau, Polen

Sławomir Ertman, Kamil Orzechowski, Katarzyna Rutkowska, Oliwia Kołodyńska, Julia Różycka, Adam Ignaciuk, Natalia Wasilewska und Tomasz R. Woliński

Fakultät für Elektronik und Informationstechnologie, Institut für Elektronische Systeme, Technische Universität Warschau, Nowowiejska 15/19, 00-665, Warschau, Polen

Tomasz Osuch

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SE, KO, KR und TRW waren für die Erstellung des Manuskripts verantwortlich, SE überwachte Experimente basierend auf Silica-Kapillaren, KR überwachte Experimente bezüglich PDMS-Strukturen, KO überwachte Experimente basierend auf BPLC, OK bereitete Proben basierend auf Kapillaren vor und maß ihre Leiteigenschaften, NW bereitet Proben basierend auf Kapillaren mit variablem Füllfaktor vor, JR baute und programmierte einen Aufbau für die reversible Photoausrichtung, AI bereitete LC:PDMS-Proben vor und führte einige experimentelle Messungen durch, TO und KR führten numerische Analysen durch, TRW überarbeitete die endgültige Version des Manuskripts.

Korrespondenz mit Sławomir Ertman.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Ertman, S., Orzechowski, K., Rutkowska, K. et al. Periodische flüssigkristalline wellenleitende Mikrostrukturen. Sci Rep 13, 13896 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41255-6

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Eingegangen: 30. Mai 2023

Angenommen: 23. August 2023

Veröffentlicht: 25. August 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-41255-6

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