电磁诱导透明(electromagnetically induced transparency, EIT)是光与物质相互作用中产生的一种非线性光学效应^[1]. 它是指在外加控制光场作用下, 若在不同能级间加入一个较强的耦合场, 原子或分子在不同能级之间发生跃迁时, 与探测光场发生耦合的量子跃迁通道之间发生相干干涉, 从而在透射光谱中产生一个狭窄的透射峰的现象. 但是, 实现EIT效应通常需要稳定的气体激光器、低温环境等极端的实验条件, 从而极大地限制了该效应在实际光学器件与设备中的集成应用^[2].

等离子体诱导透明(plasmon induced transparency, PIT)效应是EIT效应与表面等离激元(surface plasmon polaritons, SPPs)相结合的产物.PIT效应的形成可认为是宽带明模式和窄带暗模式间相干相消作用而形成的对称型的Fano谐振^[3].该效应具有在室温下可操作、易于芯片集成、透射谱变化陡峭等优势. 此外, 基于PIT效应所设计的光子器件的尺寸可达到亚波长量级, 且结合SPPs强的局域场增强特性可增强结构中的光学非线性效应^[4]. 由于SPPs可以克服经典衍射极限, 它能将入射光波限制在亚波长尺度进行传播, 从而能极大地减小光学器件的尺寸. 目前, 实现PIT效应的结构主要有等离子体波导结构^[5-7]、超材料结构^[8-15]、金属光栅与介质波导层耦合(GCDWL)结构^[16]等, 其中超材料结构由于其良好的慢光特性和动态可调谐性^[17], 获得了研究人员的广泛关注. Liu等^[13]提出了一种新型多层太赫兹超材料结构, 由三个水平的矩形条和一个垂直的单矩形条构成, 通过改变石墨烯谐振腔的费米能级, 三频段PIT能够演化成单频段和双频段PIT效应. 同时, 在三频段PIT效应的四个谐振频率处, 均实现了显著的幅度调制, 并在多个频率下实现了同步开关. Zhang等^[15]提出了一种石墨烯超材料结构, 包括1个大的石墨烯方块、4个石墨烯条和由9个小石墨烯方块组成的石墨烯块, 实现了动态可调的四频段PIT效应. 值得注意的是, 由于结构的中心对称性和石墨烯结构之间的共轭变化, 四频段PIT效应对入射偏振光的角度不敏感, 这大大降低了实际应用中对光入射角度的要求. 并且, 该结构的最大群折射率高达321, 具有良好的慢光特性. 这为新型光电器件的设计提供了新的思路和参考, 引起了研究人员的广泛关注. 与此相比, 基于金属-绝缘体-金属(metal-insulator-metal, MIM)的等离子体波导结构具有强的光场限制能力, 有效减小了辐射损耗^[18]. 并且, 相比于超材料和GCDWL结构, 等离子体波导和盘形谐振器更易于制作和集成, 因此在光滤波和光存储等方面获得了广泛的应用^[18-22]. 由于传统金属波导结构在实现低功耗和可调谐性方面的不足, 传统金属材料已经逐步被新型二维材料所取代. 石墨烯是一种由单层碳原子堆积成蜂窝状的二维结构材料. 相比于金属材料, 在可见光和近红外区域, 石墨烯具有大的光学Kerr非线性系数. 因此, 采用石墨烯-Ag复合材料结构, 通过增强型光学Kerr效应调谐机制可以有效地降低泵浦光强^[6]. Nikolaenko等^[23]实验研究结果表明, 石墨烯具有1 ps量级的超快响应时间, 能够实现PIT系统的超快响应速率. 本文制作石墨烯的实验方案: 首先通过化学气相沉积法在铜衬底上生长石墨烯膜^[24]; 然后采用干法转移工艺, 将石墨烯转移到PIT系统上^[25]; 最后采用纳米石墨烯图形设计和ICP刻蚀技术, 将覆盖于其他区域的石墨烯刻蚀掉, 使得石墨烯只覆盖于MIM波导之上.

Lai等^[5]基于两个盘形谐振腔间发生明暗模式耦合, 通过调整结构参数, 实现了单波段PIT效应的静态调谐, 获得了高达355的群折射率. 然而, 大多数实际应用需要动态可调谐的PIT效应. Wu等^[26]在由超导电NbN薄膜制成的超材料中, 利用热效应调谐方法, 实现了PIT透明窗口在中心频率处0.25 THz的偏移. 但是, 热效应的调谐速度为微秒甚至毫秒级, 无法满足未来光通信对于超快调制的要求. Lu等^[27]基于一种Ag-BaO的光学Kerr非线性材料, 设计了一种超快调制的全光开关器件. 但是, Ag-BaO的三阶非线性极化率太小, 导致所需泵浦光强高达650 MW/cm². Chu等^[28]设计了一种等离子体波导边耦合金属矩形腔系统, 系统中矩形腔与波导之间引入开口狭缝, 通过改变开口狭缝的偏离位置和宽度, 实现了对单波段透明窗口的透射峰值的静态调控. 目前对于盘形腔与波导间不引入开口狭缝来实现低功耗、超快速、超紧凑型和高性能的动态可调的三波段PIT效应及其慢光特性还未见文献报道.

为了实现低功耗、超快速、超紧凑型和高性能的动态可调谐多波段 PIT 效应及其慢光特性, 本文基于MIM波导耦合四盘形腔, 结合明暗模式之间的直接相消干涉作用和波导与谐振腔之间的间接耦合机制, 产生了三波段PIT效应. 采用石墨烯-Ag复合材料结构, 通过泵浦光动态调节MIM波导的传输相位, 当泵浦光强为11.7 MW/cm²时, 在PIT系统中实现了透射光谱的2π相移. 由于石墨烯材料大的非线性Kerr系数, 以及石墨烯-Ag复合材料结构系统和慢光效应对光学Kerr效应的增强特性, 大大降低了PIT系统获得透射光谱2π相移的泵浦光强. 此外, 易于制作的盘形谐振腔具有高的耦合系数和本征品质因子, 并且采用小盘形谐振腔与波导直接耦合来取代大盘形谐振腔与波导耦合间的开口狭缝, 更有利于光的慢化. PIT系统透射谱的透射峰值超过80%, 最大群折射率高达368. 这些结果为高性能多波段滤波器和光存储器的设计和制作提供了新思路.

首先, 分析单盘形谐振腔直接耦合MIM波导, 其结构如图1(a)所示. 该系统是一个二维模型, 波导和盘形谐振腔的电介质为空气, 金属包层Ag设置在SiO₂衬底之上, 厚度为300 nm, MIM波导的宽度w = 52 nm, 小盘形谐振腔的半径r = 65 nm.

图1(b)给出了半径为r的小盘形谐振腔直接耦合MIM波导的透射谱. 当入射光在波导中传播时, 由于小盘形谐振腔起到了波导与谐振腔之间开口狭缝的作用, 同时作为单独的谐振腔边耦合MIM波导, 使得波导中的电磁能量能更有效地耦合到小盘形谐振腔中形成谐振, 从而在透射光谱中形成凹陷. 当小盘形谐振腔的半径r增加时, 系统的透射凹陷发生红移. 图1(b)中的插图为小盘形谐振腔半径r = 65 nm时, 透射凹陷处所对应的磁场分布. 显然, 在小盘形谐振腔上可观察到明显的二阶谐振, 表现出带阻滤波的特征. 对于时域有限差分(FDTD)仿真, 仿真的时间精度为3000 fs, 时间和空间步长分别设∆x = ∆y = 2 nm, ∆t = ∆x/(2c), c表示光速, 采用完美匹配层边界条件吸收输出光波. 根据耦合模式理论(CMT), 小盘形谐振腔的谐振频率为ω_r的系统透射谱为

式中, $ S_{p, {\rm in} }^{(1)} $和$S_{p, {\text{out}}}^{(1)}$分别表示输入和输出光波的透射波导模式幅度, 下标p = ±表示光波的正负传播方向. ω_r是小盘形谐振腔的谐振频率, κ_int为本征衰减率, κ_w为谐振腔与波导之间的耦合衰减率. 显然, 当入射光频率ω = ω_r时, 系统的透射光谱T_r的值最小. CMT很好地解释了单盘形谐振腔直接耦合波导的透射谱.

三波段PIT系统模型结构由MIM波导和4个盘形谐振腔组成(图2). 在PIT系统中, 金属包层为银, 采用基于石墨烯-Ag复合材料结构的MIM波导. 这里, MIM波导的宽度为52 nm, 小盘形谐振腔1和3的半径分别为65 nm和67 nm, 大盘形谐振腔2和4的半径分别为249 nm和255 nm. 盘形谐振腔1和3的波导间距L = 280 nm. 当横磁(TM)偏振光通过小盘形谐振腔1和3时, 光波直接耦合进小盘之中. 此时, 小盘形谐振腔相当于耦合孔径, 能增加光耦合进大盘形谐振腔中的强度, 类似于Wang等^[6]设计的矩形腔与波导直接相连. 由于小盘形谐振腔1和3直接与波导耦合, 可表现出强的、宽带的谐振激发, 因此被当作明模式谐振腔. 由于大盘形谐振腔2和4是通过与小盘形谐振腔1和3近场耦合作用与波导发生耦合, 所以大盘形谐振腔2和4作为暗模式谐振腔. 大小盘形谐振腔间的耦合距离为g₁ = g₂ = 10 nm. 在这个超紧凑结构中, MIM波导、小盘形谐振腔1和3, 以及大盘形谐振腔2和4分别可作为基态|1$\rangle $、激发态|2$\rangle $和亚稳态|3$\rangle $, 两条不同的光学路径|1$\rangle $→|2$\rangle $以及|1$\rangle $→|2$\rangle $→|3$\rangle $→|2$\rangle $相消干涉产生PIT效应^[29].

图3给出了四盘形谐振腔耦合MIM波导的原理示意图, 通过CMT分析三波段PIT系统的透射光谱特性, 光波的传输损耗和耦合损耗忽略不计. 对于时谐场e^–jωt, 谐振腔a_i (i = 1, 2, 3, 4)中的电磁场振幅的动态方程为

式中, ${\omega _{01}}$是谐振腔1和2的固有谐振频率, ${\omega _{02}}$是谐振腔3和4的固有谐振频率. κ_int,i = ω_i/(2Q_int,i)(i = 1, 2, 3, 4)是第i个谐振腔的本征衰减率, 能量耦合到MIM波导中的衰减率为κ_w,i = ω_i/(2Q_w,i)(i = 1, 3). $\mu_{12} =\omega_{01}/(2Q_{{\rm{c}}, 1})$和$ \mu_{34} =\omega_{02}/(2Q_{{\rm{c}},2}) $分别是谐振腔1和2之间以及谐振腔3 和4之间的耦合系数. Q_int,i (i = 1, 2, 3, 4), Q_w,i (i = 1, 3)和Q_c,i (i = 1, 2)分别是谐振腔的固有损耗引起的品质因子, 谐振腔与波导之间的耦合损耗和明暗模谐振腔之间的直接耦合损耗.

根据能量守恒定律, 输入波和输出波振幅间的关系可表示为

式中, ϕ = 2mπ+2Δϕ (m为整数)为谐振腔1和2与谐振腔3和4之间的往返相位差. Δϕ = ∆ϕ₁+∆ϕ₂为谐振腔1和2与谐振腔3和4之间的单程相移. ∆ϕ₁为入射光满足MIM波导色散方程的相位差; ∆ϕ₂为光学Kerr效应调制入射光在石墨烯-Ag复合材料结构区域产生的相移.

对于三波段PIT系统而言, 推导得到的输出光谱透射率如下

式中, ${\beta _1}{\text{ = j}}(\omega - {\omega _{01}}) + {\kappa _{{{\rm{int}}} , 1}}$, ${\beta _2}{\text{ = j}}(\omega - {\omega _{01}}) + {\kappa _{{{\rm{int}}} , 2}}$, ${\beta _3}{\text{ = j}}(\omega - {\omega _{02}}) + {\kappa _{{{\rm{int}}} , 3}}$, ${\beta _4}{\text{ = j}}(\omega - {\omega _{02}}) + {\kappa _{{{\rm{int}}} , 4}}$, t是系统的透射系数. 盘形谐振腔1—4的本征Q值分别为Q_{int, 1} = 302, Q_{int, 2} = 561, Q_{int, 3} = 304和Q_{int, 4} = 565. FDTD仿真可得三波段PIT透明峰导致的总Q值Q_t,i = λ_0i/∆λ_i (i = 1, 3)分别为Q_t,1 = 60, Q_t,3 = 73, λ_0i为第i个透射谱的峰值波长, ∆λ_i为第i个透射谱的半高宽. 因此可以得到盘形谐振腔1和3的耦合Q值$Q_{{\rm{w}},i}=Q_{{\rm{int}},i}Q_{{\rm{t}},i}/(Q_{{\rm{int}},i}- Q_{{\rm{t}},i})$ (i = 1, 3)分别为$Q_{\rm w,1}=96,Q_{\rm w,3}=75$. 明暗模式谐振腔1和2、明暗模式谐振腔3和4之间的耦合Q值分别为Q_c,1 = 42和Q_c,2 = 45.

PIT系统透射光谱相移为φ(ω) = arg(t), 群延迟为τ_g = φ(ω)/$\partial $ω. 慢光效果可以通过群折射率n_g表示为^[8]

式中, c为真空中的光速, v_g为群速度, l为PIT系统的长度.

明模谐振腔1和3的半径分别为r₁ = 65 nm, r₂ = 67 nm, 暗模谐振腔2的半径R₁ = 249 nm.图4(a)—(c)展示了当ΔR = R₂ – R₁分别为6, 4, 2 nm时系统的透射光谱. 暗模谐振腔4的半径R₂减小, 透射峰I的中心波长发生红移, 而透射峰III的中心波长几乎不变. 此时, 由于腔3和腔4共振产生透射峰I时有部分光耦合进了腔1和腔2; 腔1和腔2共振产生透射峰III时有部分光耦合进了腔3和腔4, 所以输出光强减弱, 导致三波段PIT效应透明窗口带宽变窄, 透射峰值变小.

在静态条件下, 输入泵浦光强为0 MW/cm²时, 在石墨烯-Ag复合材料区域相移, 诱导信号光为0, 谐振腔之间的共振模保持强耦合. 为了进一步研究三波段PIT效应的产生机理, 图4(d)—(j)分别给出了PIT系统在透射峰I—III和透射凹陷A—D处的磁场分布|H_z|². 图4(a)为明模谐振腔3和暗模谐振腔4共振产生透明峰I时的磁场分布, 由于光没有耦合到谐振腔1和2中, 因此, 谐振腔3和4的输入波振幅等于谐振腔1和2的输入波振幅, 即$S_{ + , {\text{in}}}^{(1)} = S_{ + , {\text{in}}}^{(2)}$, 因此$T = {\left| {{{S_{ + , {\rm{out}}}^{(2)}}}\big/{{S_{ + , {\rm{in}}}^{(2)}}}} \right|^2}$. 图4(b)为明模谐振腔1和暗模谐振腔2共振产生透射峰III时的磁场分布, 由于光没有耦合到谐振腔3和4中, 谐振腔1和2的输出波振幅等于谐振腔3和4的输出波振幅, 即$S_{ + , {\text{out}}}^{(1)} = S_{ + , {\text{out}}}^{(2)}$, 因此$T = {\left| { {{S_{ + , {\rm{out}}}^{(1)}}}\big/{{S_{ + , {\rm{in}}}^{(1)}}}} \right|^2}$. 在透射峰I和III处, 等离激元波沿着路径|1$\rangle $→|2$\rangle $→|3$\rangle $→|2$\rangle $传播, 其中|3$\rangle $→|2$\rangle $为暗模谐振腔的光子耦合回明模谐振腔的传播路径, 由于相位调制原因, 明模谐振腔的光子发生湮灭, 大部分光子回到波导, 这样光子几乎没有存储到明模谐振腔中, 从而大幅提高了透射峰I和III的峰值. 需要注意的是, 透射峰II的形成与透射峰I和III不同, 把谐振腔1和2与谐振腔3和4分别看成两个整体, 它们与MIM波导的边耦合作用导致透射峰II的出现, 如图4(c)所示. A—D即透射峰值附近的透射凹陷, 光子几乎全部耦合进明暗谐振腔中, 输出截止, 如图4(g)—(j)所示.

为了实现低功耗、超快速和动态可调谐的三波段PIT效应, 本文采用基于石墨烯-Ag复合材料的MIM波导结构. 该结构具有大的等效光学Kerr非线性系数, 并且SPPs局域光场对光学Kerr效应具有大的增强特性, 因此能够有效降低可调谐PIT 效应的泵浦光强. 另外, 石墨烯的超快响应时间为1 ps量级, 能够实现PIT效应的超快速响应^[23].

由于MIM波导色散效应, 谐振腔1和2与谐振腔3和4之间的相位差Δϕ₁为^[6]

式中, L为腔1和2与腔3和4的间距, ω_s为输入信号光的频率, $ {n_{{\text{eff}}}} $为MIM波导的有效折射率. MIM波导色散方程为^[26]

式中, 空气的介电常数ε_d = 1. Ag的相对介电常数为${\varepsilon _{\text{m}}}\left( \omega \right) = {\varepsilon _\infty }-\omega _{\text{p}}^2/\left( {{\omega ^2} + {\text{j}}\omega \gamma } \right)$, $ \varepsilon _\infty =3.7 $为无穷频率处的介电常数, ω_p = 9.1和γ = 0.018 eV分别表示bulk等离子体频率和自由电子振荡频率^[5]. 在MIM波导结构中, 金属Ag造成的损耗忽略不计, 通过求解MIM波导色散方程, 图5给出了有效折射率的实部和谐振腔之间的相位差Δϕ₁与入射光波长之间的关系.

由图5可知, 在近红外区域, 由于MIM波导色散效应, 有效折射率的实部随波长的增加而减小. 因此, 满足色散关系的相移随波长的增加而减小, 且呈现出饱和趋势. 在动态条件下, 光学Kerr效应诱导的MIM波导有效折射率的变化量为$ \Delta n = {n_{{\text{2eff}}}}I $, 式中, I为泵浦光强, $ {n_{{\text{2eff}}}} $为有效Kerr非线性系数. 石墨烯的有效折射率为$ n = {n_0} + {n_2}I $, 其中, $ {n_0} = 2.4 $为石墨烯的有效线性折射率, $ {n_2} \approx {n_{{\text{2eff}}}} = - 1.2 \times {10^{ - 7}}\;{\text{c}}{{\text{m}}^2}/{\text{W}} $为Kerr非线性系数^[30]. 当泵浦光作用于石墨烯-Ag复合材料结构区域时, 由于光学Kerr效应的调制作用, MIM波导有效折射率的变化导致波导信号光相移为

式中, $ \Delta {n_{{\text{eff}}}} \approx \Delta n $, λ_s为输入信号光的波长. 由数值计算可得, 光学Kerr效应诱导信号光相移与泵浦光强之间的关系, 如图6所示. 相比于文献[27]的研究结果, 本文诱导信号光所需的泵浦光强明显降低.

由于石墨烯-Ag复合材料结构的有效Kerr非线性系数为负值, 所以当I > 0时, 泵浦光强增加使得MIM波导的有效折射率减小, 因此, 诱导信号光相移减小且呈现出线性变化趋势. 图6显示了当泵浦光强分别为2.34, 4.68, 7.02, 9.36, 11.7 MW/cm²时, 相应的诱导信号光相移分别为0.2π, 0.4π, 0.6π, 0.8π和π.

图7是四盘形谐振腔耦合MIM波导系统中的PIT效应归一化透射谱, 相应的透射谱相移和群折射率随工作波长为830 nm的泵浦光强(2.34—11.7 MW/cm²)的变化关系. 采用CMT和FDTD仿真分析PIT效应的透射谱, 理论计算结果与FDTD仿真结果很好地吻合. 在图7(a1)和图7(d1)中, 当泵浦光强为2.34 MW/cm²和9.36 MW/cm²时, 在石墨烯-Ag复合材料区域, 由于石墨烯材料大的非线性Kerr系数, 光学Kerr效应诱导MIM波导有效折射率发生变化, 进而诱导信号光相移变化0.2π和0.8π, 透射光谱相移变化0.4π和1.6π, 相比于图4(a)无泵浦光调谐下的PIT系统, 中心波长位于782 nm处的透射峰II明显降低, 同时透射峰I和III向透射峰II靠近, 且透射峰值略微减小. 在图7(b1)和图7(c1)中, 当泵浦光功率为4.68 MW/cm²和7.02 MW/cm²时, 在石墨烯-Ag复合材料区域, 诱导信号光相移为0.4π和0.6π, 透射光谱相移变化0.8π和1.2π. 由于泵浦光强对石墨烯的有效折射率影响变大, 明显改变了明模谐振腔1和3之间的往返相移, 使得腔1, 2和腔3, 4之间的往返相位差远离2mπ, 无法形成Fabry-Perot谐振, 这种现象导致中间的透射窗口出现不对称的PIT透射谱, 而由明暗模式耦合形成的峰I和III受到的影响很小. 当泵浦光强为11.7 MW/cm²时, 由于波导信号光相移在石墨烯-Ag复合材料区域被调谐π, 透射光谱相移变化2π, 系统的透射谱和无泵浦光输入下一样, 谐振腔之间满足强耦合干涉条件, 能形成对称且透射峰值最大的透射谱, 透射峰值超过80%, 如图7(e1)所示. 在图7(a2)—(e2)中, 三波段PIT效应的透射谱相移发生了剧烈的变化, 这是因为在透明峰附近的强破坏性干涉导致了严重的色散, 因此形成了相位的突变. 同时相位的色散导致群折射率发生变化, 在PIT效应峰值波长处, 相应的透射谱相移值分别为–1.6π, –1.2π, –0.8π, –0.4π和0. 与传统大盘形谐振腔通过耦合孔径与波导耦合结构相比, 该结构通过小盘形谐振腔直接与波导耦合, 增强了波导中的光与大小盘耦合的强度, 导致了大的群折射率. 这意味着系统中的光子速度被大大降低. 相应的最大群折射率分别为351, 338, 340, 347, 368, 如图7(a2)—(e2)所示. 在实际工艺制作过程中, 易于制作的MIM波导和盘形谐振腔能有效减小辐射损耗, 相比于具有石墨烯边缘缺陷的超材料结构, 此结构的本征Q值和群折射率能更好地与理论分析相吻合^[19-22]. 这些结果在动态可调的三通道光滤波器^[31]、光调制器^[32]以及高性能慢光器件^[33-35]中有着重要的应用.

为了进一步分析PIT系统的透射光谱特性, 图8给出了PIT效应透射谱响应随泵浦光强变化的演化图, 可以看出, PIT效应透明窗口变化明显. 当泵浦光强从0—11.7 MW/cm²时, PIT效应透射峰I对应的峰值波长依次出现红移、蓝移、红移和蓝移; 透射峰III对应的峰值波长依次出现蓝移、红移、蓝移和红移; 而透射峰II的透射峰值变化显著, 依次出现降低、增加、降低和增加, 这是因为谐振腔之间的共振模在强耦合干涉和弱耦合干涉之间被反复调控.

表1列出了不同结构模型所获得的PIT波段数量、最大透射率和最大群折射率. 文献[18, 36, 37]都采用了大盘形谐振腔通过开口狭缝耦合波导, 这种传统的设计思路在基于谐振腔边耦合波导机制实现PIT效应时, 增加了光耦合进入谐振腔中的强度, 同时易于光重新耦合回波导中, 因此并不易于光存储于谐振腔中; 同样, 在基于明暗模式耦合机制实现PIT效应时, 光不易于存储在暗模谐振腔中, 这导致了系统的透射率和群折射率无法同时兼顾. 本文设计了大小盘形谐振腔耦合波导结构, 通过小盘形谐振腔直接与波导相连, 增加了光耦合进大盘形谐振腔中的强度, 同时由于取消了开口狭缝, 使得光更易于存储在谐振腔中. 结果显示该系统最大透射率超过80%, 最大群折射率高达368, 保证了大量光子输出的同时, 实现了良好的慢光效应. 并且, 该结构采用石墨烯-Ag复合材料, 通过光学Kerr效应调谐光在波导间的传输相位, 实现了对PIT透射窗口的动态调谐. 这些研究为等离子体波导结构的设计提供了新的思路.

本文提出了四盘形谐振腔耦合MIM波导系统, 通过CMT和FDTD仿真两方面分析了低功耗、超快速响应和动态可调谐的三波段PIT效应及其慢光特性. 采用石墨烯-Ag复合材料结构, 通过光学Kerr效应大大降低了所需的泵浦光强. 当泵浦光强为11.7 MW/cm²时, PIT系统实现了透射光谱2π相移的超快调控. 结构中小盘形谐振腔与MIM波导直接耦合, 增加了大小盘谐振腔与MIM波导之间的耦合强度, 获得了显著的慢光效应. PIT系统透射谱的透射峰值超过80%, 最大群折射率高达368. 研究结果在高度集成的光电路和网络中具有重要的应用前景, 对超快调节光调制器、多波段滤波器和光存储器件的设计和制作具有一定的参考意义.