フォトニック結晶を統合したハイブリッド液晶セルにおける非線形光学応答の増強

概要

フォトレフラクティブ・ハイブリッド液晶（LC）セルの非線形光学応答を、二波混合配置における動的ホログラフィー技術により調査した。LCセルは、マイクロメートルオーダーのフォトニック結晶を備えた非均一シリコン基板を含む。薄いLC層は、シリコン基板と透明電極（ITO）で覆われた平坦なガラス基板の間に挟まれている。レーザー光の二波混合と同時にセルに直流電界を印加することで、LC層内に動的回折格子が誘導された。ラマナート自己回折の理論モデルを開発し、吸収および/または散乱による光損失を考慮に入れて、二波混合実験データに基づき薄い試料の非線形光学特性を計算可能とした。ハイブリッドLCセルは強い非線形光学効果を示し、空間光変調器（SLM）などの電気光学マイクロシステムや多チャネルシステムへの応用が期待される。

背景

光処理システムの主な利点の一つは、フォトニクスの高い時間的・空間的帯域幅を活用できることである。これらのシステムにおける基本コンポーネントは、光を変調するデバイスである。光情報処理システムにおいて光データ場に情報を付与する空間光変調器（SLM）は、光固有の速度、並列処理、相互接続能力を効率的に活用するために長らく不可欠とされてきた。これらのデバイスは一般に、電気駆動情報や別の光強度分布の関数として、空間光分布の位相、偏光、振幅、および/または強度を変調する。液晶電気光学材料をSLMに用いる利点には、高い複屈折と低電圧駆動が挙げられる。液晶をシリコン集積回路上に配置することは、1980年代初頭に携帯用ディスプレイの製造のために提案された。シリコン集積回路が最も広く製造されており、フォトディテクタ、増幅器、メモリ素子を含みうることから、液晶オンシリコン（LCoS）SLMは大半の光学実験室で標準的なツールとなった。次に強く望まれるステップは、全光情報処理の実現であり、これは媒質の光学特性を光制御で変化させることで達成可能である。多くの光アドレス型SLMは、バイアス電圧をサンドイッチ構造に印加し、光導電体がこれを変調材料（液晶光弁（LCLV）における液晶など）に伝達する基本的なサンドイッチ構造を採用している。

既知のほぼすべての非線形光学効果は、吸収性色素分子がLCディレクターの再配向を引き起こす色素ドープLC組成物で観測されてきた。あるいは、光感受性分子への光作用がLCの秩序パラメータに影響し、その結果としてLCの局所屈折率に実質的かつ高速な変化をもたらす。昨今は、LC層内に埋め込まれたナノ粒子が一般的な感光中心となっている。非吸収性LC系も、フォトレフラクティブ純ネマチックLC光弁として大きな関心を集めている。LCにおける主な非線形光学メカニズムは、レーザー励起下で多くの場合印加電界とともに、LCバルク内での分子の集団的再配向である。本研究では純ネマチックLCを用いる。このようなLCセルにおける非線形光学メカニズムは、表面から誘起されるフォトレフラクティブ効果であり、表面から発端となってLCバルク内の分子配向を変化させる。この効果は、フォトレフラクティブポリマー層、不純物混入導電層、貴金属プレート、フォトレフラクティブ結晶など、さまざまな表面材料を含むLCセルで調査されてきた。通常、表面上の分子の初期配向は平面配向である。一方、ITO電極で覆われた単純なガラス基板で構成され、純ネマチックLCで充填されたセルにおいて、分子の垂直配向（ホメオトロピック配向）を主な特徴として研究される別のタイプのセルも存在する。本研究ではこのような効果を調べるが、一方の基板がシリコン製フォトニック結晶であるハイブリッドセルを用いる。ナノ構造またはマイクロ構造表面に堆積した材料の物理的特性（光学的、電気的、その他の特性）を向上させることは、基礎ナノサイエンスの優先的研究方向の一つとなっている。本研究では、セルを形成する基板のマイクロ構造化表面の影響による非線形光学効果の強化可能性を、LCセルにおいて調査する。

反射面を持つハイブリッドLCセルの非線形光学特性を調べるため、反射幾何学におけるレーザー光の二波混合に基づく動的ホログラフィー技術を適用する。動的ホログラフィーは、以下の3つの主要効果が同時に作用することに基づくことが知られている。(1) 2本以上のコヒーレントレーザー光により非線形媒質内に周期的干渉パターンを生成すること、(2) この干渉パターンの作用下で屈折率が変調されること；本ケースでは位相動的格子を非線形媒質内に誘導すること、(3) 記録光が動的格子上で自己回折すること。波混合は非線形光学における多くの応用で効果的な技術として知られている（例：[15]）。レーザー光の空間多重化とスイッチング、光ビームパラメータの全光制御、動的光メモリ、論理演算などを挙げるまでもない。本研究では、この手法が薄膜の非線形光学特性を決定するシンプルな実験手法としても適用可能であることを示す。カー型媒質における非線形屈折率係数を、そこから非線形光学感受率を決定するための数学的アプローチを開発した。数学モデルは、薄い格子条件下でのラマナート領域における波の自己回折をカバーする。このアプローチは一般に、数十マイクロメートルまでの厚さを持つほとんどの薄い試料に対して成り立つ。このような媒質にはLCセルも含まれる。透明材料の非線形光学感受率を決定する代替手法としてz-scan法があるが、二波混合法は実験的にシンプルであり、反射幾何学でのみ動作する媒質を含む動的媒質の調査に非常に適していることを示す。

手法

材料と試料

ハイブリッドLCセルの構造を図1に示す。ハイブリッドセルはサンドイッチ型で、ガラス基板とシリコン基板で形成され、ネマチックLCで充填され、エッジは接着されている。ネマチックLC層の厚さは20 μmである。平坦なガラス基板はITO電極で覆われている。第2の基板はリンドープシリコンウェハーから切り出され、寸法は17×17 mm²、抵抗率4.5 Ω・cm、厚さ380 μm、配向〈100〉である。シリコン基板は、周期的マイクロ構造部分（マイクロメートルオーダーのフォトニック結晶）と平坦な表面部分の2領域を持つ。

本調査で用いた3種類のSi基板を図2に示す。マイクロ構造は、正方形マトリックス（基板1と2）または三角マトリックス（基板3）に配列されたエッチングピットで表される。ピットは正方形マイクロピラミッドであり、形状、サイズ、配列が異なる。(1) 正則ピラミッド、(2) 切断ピラミッド（ピット）、(3) わずかに切断されたピラミッドである。正則マイクロピラミッドは高さ2 μm、底面一辺2 μm、周期3 μm。ピットは類似のパラメータを持つが密充填されている。わずかに切断されたピラミッドは底面一辺1.5 μm、周期3.5 μm。マイクロ構造は、シリコンウェハーの研磨面上に、標準的なフォトリソグラフィ技術に続き異方性エッチング（基板1と3）またはプラズマエッチング（基板2）により形成された。

2種類のネマチックLCを使用した：純ネマチック5CB（4'-(n-ペンチル)-4-シアノビフェニル）とネマチック混合物E7。すべてのケースで、液晶層内の分子配向はホメオトロピックであり、処理温度を50 °C以下に保つことでITOおよびシリコン表面で自発的に生じる。マイクロ構造の形状と使用LCによって異なる4つの試料を調査した。シリコン基板1と2を用いた試料は、マイクロ構造面を含む部分と平坦面を含む部分の2部分からなる。これにより、平坦セル（Si基板の平坦部分を含む）とマイクロ構造セル（Si基板のマイクロ構造部分を含む）での非線形応答を比較できる。

したがって、実験では以下のハイブリッドセルを用いた：

1. M1：ガラス基板 + ITO/5CB/シリコン基板1、マイクロ構造面
2. F1：ガラス基板 + ITO/5CB/シリコン基板1、平坦面
3. M2：ガラス基板 + ITO/5CB/シリコン基板2、マイクロ構造面
4. F2：ガラス基板 + ITO/5CB/シリコン基板2、平坦面
5. M3：ガラス基板 + ITO/5CB/シリコン基板3、マイクロ構造面
6. M4：ガラス基板 + ITO/E7/シリコン基板3、マイクロ構造面

実験セットアップ

図3に、二波混合に基づく動的ホログラフィー法による実験セットアップの概略を示す。連続発振半導体Nd:YAGレーザー（周波数2倍、λ = 532 nm、P = 52 mW、シングルモード発振）を光源とする。ビームスプリッタBSとミラーMにより、レーザー光を2ビームB₀とB₁に分割し、小さな角度θ ≈ 0.01 radでセル上に収束させる。入射強度I₀とI₁はフィルタF1で等しく調整し、I₀ = I₁ = 3.3 W/cm²とした。セル上のレーザースポット径は1 mmである。

2本のレーザー光B₀とB₁は試料内に干渉パターンを形成する。両入射光は直線p偏光を持つため、強度変調干渉パターンが生成される。LCセルの法線は、B₀とB₁の二等分線と角度δをなす。直流電界は、電圧Uを0–15 Vの範囲で制御可能な電源Gにより印加される。ITOガラス基板を正極とする。第1次回折光{−1}と{2}の強度を、フォトダイオードD1、D2およびコンピュータ制御デジタルオシロスコープDOを用いて測定した。セル回転角は回折信号を最大化するよう調整され、試料によりδ ≈ 40–55°となった。これらの結果は他グループの実験（例：[9, 12]）と一致する；この効果の理由は本研究の範囲外である。

ラマナート近似における波の自己回折モデル

波の自己回折については複数の研究で検討されてきた。光誘起薄屈折率格子上での2入力波の自己回折が起こると、多数の回折次数が出力側に現れる。第1次回折光の強度を測定することで、格子の変調深度（Δn）を計算できる。カー型媒質ではΔn = n₂I₀の関係が成り立つ（I₀は励起ビーム強度）ため、非線形屈折率係数n₂を計算可能である。

この節では、非シフト正弦波屈折率格子の場合における第1次回折光の回折効率の解を求める。対称次数の強度は等しくなる。モデリングは波動方程式から始め、電場\(\overrightarrow{E}\)とカー型非線形効果による誘電率変調部分Δεの両方が、波動伝播方向である座標zに依存するとする：

$$ {\nabla}^2\overrightarrow{E}\left( z, t\right)=\frac{1}{c^2}\frac{\partial^2}{\partial {t}^2}\left[{\varepsilon}_0+\varDelta \varepsilon \left( z, t\right)\right]\overrightarrow{E}\left( z, t\right) \tag{1} $$

ここでcは真空中の光速、\({\varepsilon}_0={n}_0^2\)は媒質の誘電率、n₀はその屈折率である。波動方程式(1)の解を、y軸方向に偏光した平面波である全回折次数の和として求める：

$$ \overrightarrow{E}=\frac{1}{2}\overrightarrow{y}\left\{{\displaystyle \sum_{m=-\infty}^{+\infty }{\overrightarrow{A}}_m\left( z, t\right){e}^{i\left[{\omega}_0 t-\left({\overrightarrow{k}}_0- m\overrightarrow{K}\right)\overrightarrow{r}\right]}}{e}^{-\frac{1}{2}\alpha z}+ c.c.\right\} \tag{2} $$

ここでω₀はレーザー光の周波数、\(\overrightarrow{r}\)は座標、「c.c.」は複素共役項を表す。本表現では、減衰係数をα = α_abs + α_scと表し、レーザー光の吸収α_absと散乱α_sによる損失を考慮する。図4は、ラマナート近似における自己回折の波数ベクトル図を示す。m次回折光の波数ベクトルは\({\overrightarrow{k}}_m={\overrightarrow{k}}_0- m\overrightarrow{K}\)であり、\(\overrightarrow{K}\)は光誘起格子の波数ベクトルである。誘電率変調Δεは格子の形で定義される：

$$ \varDelta \varepsilon \left( z, t\right)=\frac{1}{2}\left[{\overrightarrow{\varepsilon}}_1\left( z, t\right){e}^{- i\overrightarrow{K}\overrightarrow{r}}+ c.c.\right] \tag{3} $$

解(2)と(3)を式(1)に代入すると、m次の緩やかな変数振幅A_mについての関係式が得られる：

$$ \frac{\partial {A}_m}{\partial z}+ i\frac{\left({k}_0^2-{k}_m^2\right)}{2{k}_{m z}}{A}_m-\frac{1}{2}\alpha \cdot {A}_m=- i\frac{k_{\upsilon}^2}{4{k}_{m z}}\left[{\varepsilon}_1{A}_{m+1}+{\varepsilon}_1^{*}{A}_{m-1}\right] \tag{4} $$

ここでk_υ = 2π/λは真空中の波数、∗は複素共役を表す。本表現では、m = 0, 1の主要記録ビームが入力側で同一であり、試料厚さ全体を通じても同一であるため、ε₁は実数で座標zに依存しない（[18]参照）：\({\varepsilon}_1(t)={\varepsilon}_1^{*}(t)\)。式(4)のさらなる変換のため、新しい関数\( {U}_m\left( z, t\right)={A}_m\left( z, t\right) \exp \left(-\frac{1}{2}\alpha z\right) \exp \left( im\frac{\pi}{2}\right) \)を導入し、T = exp(−αz)を媒質内の光強度損失、\({\varepsilon}_1= T{\tilde{\varepsilon}}_1\)と定義する。新しい変数\( \tilde{z}={k}_{\upsilon}/\left({n}_0 \cos \left(\theta /2\right)\right)\cdot \left(1- T\right)/\left(2\alpha \right) \)を導入すると（θは収束角）、式(4)は次のように書ける：

$$ 2\frac{\partial {U}_m}{\partial \tilde{z}}={\tilde{\varepsilon}}_1\left[-{U}_{m+1}+{U}_{m-1}- i\frac{2 m\left( m-1\right)}{\phi}{U}_m\right] \tag{5} $$

パラメータφは\( \phi = T{\tilde{\varepsilon}}_1/\left(2{n}_0^2{ \sin}^2\left(\theta /2\right)\right) \)で定義される。

ラマナート近似の条件下では、式(5)右辺の最後の項を無視できる（[18]参照）、すなわち任意のmに対して2m(m−1)/φ ≪ 1である。新しい変数\( \zeta =\tilde{z}{\tilde{\varepsilon}}_1(t) \)を導入すると、ラマナート近似における主要方程式が得られる：

$$ 2\frac{\partial {U}_m\left(\zeta, t\right)}{\partial \zeta}+{U}_{m+1}\left(\zeta, t\right)-{U}_{m-1}\left(\zeta, t\right)=0 \tag{6} $$

この関係式はベッセル関数のよく知られた表現と形式的に同一であるため、その解はベッセル関数を用いて次の形で表せる：

$$ {U}_m\left(\zeta, t\right)={\displaystyle \sum_{n=0}^{\infty }{C}_n^m(t){J}_n\left(\zeta \right)} \tag{7} $$

式(6)は、主要ビームの対\( {U}_0{U}_0^{*}={U}_1{U}_1^{*} \)およびすべての回折ビームの対（\( {U}_2{U}_2^{*}={U}_{-1}{U}_{-1}^{*} \)）について対称性を満たす。z = 0において、E₀(0, t) = E₁(0, t) ≠ 0、しかしm ≠ 0, 1に対してE_m(0, t) = 0であり、このとき第1次回折光の出力強度I_{−1}(d, t)とI_{2}(d, t)は等しく、次の式で与えられる（[18]も参照）：

$$ {I}_{\left\{-1\right\}}\left( d, t\right)={I}_{\left\{2\right\}}\left( d, t\right)= T{I}_0\left(0, t\right)\left[{J}_1^2\left(\zeta \right)+{J}_2^2\left(\zeta \right)\right] \tag{8} $$

ここでdは非線形媒質の厚さ、I₀はレーザービーム強度、J₁とJ₂はそれぞれ第1種ベッセル関数の1次と2次である。本ケースではI₀ = I₁、すなわち2I₀ = I_laserであるため、ζの値は次のように書ける：

$$ \zeta =\tilde{z}{\tilde{\varepsilon}}_1=\frac{k_{\upsilon}}{n_0\cdot \cos \left(\theta /2\right)}\frac{1- T}{2\alpha}{\tilde{\varepsilon}}_1\approx \frac{k_0}{n_0}\frac{1- T}{2\alpha}2{n}_0\varDelta n \tag{9} $$

カー型媒質ではΔn = n₂I₀（n₂は非線形屈折率係数）であるから、ζの最終的な値はより簡潔な形になる：

$$ \zeta =\frac{2\pi}{\lambda}\frac{1- T}{\alpha}{n}_2{I}_0 \tag{10} $$

第1次回折光の回折効率ηは、η = I_{−1}/(TI₀)で定義される。一方、回折効率は第1次回折光強度I_{−1}とセルの透過係数Tを測定することで実験的に求められる。共通式(8)は広い範囲で回折効率計算に有効である。より小さな回折効率、η ≤ 2%の場合、(8)の第1多項式項のみで良い近似となる：η ≈ ζ²/4。したがって、n₂についての簡単な関係式が得られる：

$$ {n}_2=\frac{\lambda}{\pi}\frac{\alpha}{1- T}\frac{\sqrt{\eta}}{I_0} \tag{11} $$

導出された式(11)は、与えられた屈折率格子から単一のプローブビームが回折する場合に慣習的に得られる方程式と同じ形式を持つ（例：[19]参照）。しかし、LCセルで典型的な大きなη値の場合、より精密な関係式(8)と(10)を用いてζとn₂を計算すべきである。

n₂の値が分かれば、次の式を用いて媒質の非線形感受率を定義できる：

$$ {\chi}^{(3)}\left[\mathrm{esu}\right]={n}_2\left[\frac{\mathrm{c}{\mathrm{m}}^2}{W}\right]\cdot \frac{9\cdot {10}^4}{4\pi} c\cdot {\varepsilon}_e\cdot {n}_0^2 \tag{12} $$

ここでε_eは電気定数である。ネマチック5CBの場合、分子のホメオトロピック配向における屈折率n₀ = n_⊥ = 1.51を常光屈折率として用いる；同様にネマチック混合物E7ではn₀ = n_⊥ = 1.5268である。

開発された理論的アプローチは、吸収と散乱の両方による光損失が大きい、カー型光学非線形性を持つ薄膜に対して有効である。自己回折法はプローブ用の追加レーザー光源を必要としないため、二波混合はLCセルを含む薄い媒質の光学非線形性診断のシンプルな手法となる。

結果と考察

ハイブリッドLCセルにおける非線形光学メカニズムは、表面から発端となってLCバルク内の分子配向を変化させる表面誘起フォトレフラクティブ効果であると考えられる[12, 13]。二波混合実験では、試料は2本のコヒーレントレーザー光により形成される周期的光干渉パターンで照射される。このパターンはLC-基板界面上に空間的電荷変調を生成する。その結果生じる表面上の周期的電界分布は、基板上のディレクター配向の変調を刺激する。分子の再配向は表面で始まり、LCバルクへ広がる。

ハイブリッドLCセルを用いた典型的な二波混合実験の様子を図5に示す。電界印加なしでは、セルのマイクロ構造基板から反射した主要レーザー光による規則的な二次元構造が観測される（図5a）。直流電圧印加後、セル内部での屈折率格子の励起により、主要ビームの各ペアの脇に多数の回折次数が現れる（図5b）。平坦セルF1およびF2の場合、マルチ散乱パターンはなく、電圧印加後はセンターラインのみを観測する。すべてのセル（平坦セルとマイクロ構造面を持つセル）について、定常状態における第1次回折光{−1}と{+2}の強度をセンターラインで測定した。その後、η = Ī_{−1}/(TI₀)に従って回折効率を計算した。ここでĪ_{−1}は2つの第1次回折光の平均強度（Ī_{−1} = (I_{−1} + I_{2})/2）、Tはセルの透過係数である。

表面誘起フォトレフラクティブ効果は、2本の入射波の収束角の二等分線に対する試料の回転角に強く依存することが知られている（例：[9, 12, 13]参照）。したがって、試料板が波の二等分線に垂直な正常位置では、回折次数は観測されない。一方、本ケースのように試料をこの二等分線に対して回転させると、光誘起屈折率格子が光干渉パターンに対してシフトして見える。この効果は回折次数間のエネルギー移動として現れるはずである。本ハイブリッドセルと等しい入射強度の2レーザー光の場合、第1次回折光の強度差は10%を超えないことを観測した。この2つの測定強度の平均値を取り、非線形屈折率係数の更なる計算に用いた。この値は、非線形光学係数の推定精度範囲に属する。また、開発された数学モデルはかなりシンプルな結果式に帰着し、非線形層内での波動位相変化は含まない。媒質の非局所応答と波間のエネルギー移動については、次回の研究で慎重に検討する。

表1に、ハイブリッドLCセルで測定された実験パラメータをまとめる。透過係数はT = I^out/I₀で定義され、I₀は単一入射ビームの強度、I^outは出力ビームの強度である。Tは2部分を含む：T = R_sT_a、ここでR_sはマイクロ構造面からの散乱による強度損失（周期的光パターン形成のため）を考慮し、T_a = exp(−αd_eff)はLCセルバルク内での光伝播中の吸収損失を記述する。表1には、セル内を伝播するビームの実効厚さd_effの値も示す。なお、測定ではセルの入力ガラス境界からの反射損失は無視した。

全セルの印加電圧に対する測定回折効率を図6に示す。回折効率はセルにより異なる特定の電圧で最大となる；この電圧は平坦セルよりもマイクロ構造セルで高い（F1とM1、F2とM2を比較）；また、マイクロ構造の形状によっても変化する（M1, M2, M3, M4を比較）。また、LCセルでは回折効率がかなり大きな値（M1とF1で最大9%）に達することを強調する。測定されたηの値を用いて、調査したLCセルの非線形光学特性、すなわち非線形屈折率係数n₂と実効非線形感受率χ⁽³⁾を計算した。LCセルがカー型光学非線形性を持つことを考慮している。

実験的に測定された回折効率から計算された非線形屈折率係数を、全セルについて図7に示す。M1とF1、M3とM4の場合、測定された回折効率η > 3.5%であるため、主要式(8)と(10)からn₂を計算した。M2とF2の場合、η < 2%であったため近似式(12)を用いた。マイクロ構造基板を持つセルでは、平坦セルと比較して最大非線形屈折率係数が高いことがわかる（図7a, b参照）。表2は、図7のn₂最大値から計算された非線形感受率の値を示す。非線形感受率は、平坦基板で作られたセルに比べて、マイクロ構造基板を持つセルで本質的に増強（30–100%）されている。マイクロ構造基板を含むセルで動的格子の変調深度が増加する理由は更なる研究の対象である。この効果は、マイクロ構造基板上で生じる分子の初期再配向に関連していると推測される。

結論

シリコンフォトニック結晶ベースの新規ハイブリッドLCセルにおける非線形光学効果を調査した。セルは、薄いLC層（ホメオトロピック分子配向）で分離された2つの異なる材料で構成される。一方はITO電極付きガラス基板、もう一方は周期的マイクロ構造面を持つシリコン基板である。マイクロピラミッド形状のマイクロ構造は、化学フォトリソグラフィ法またはプラズマエッチング法によりシリコン表面にエッチング形成した。

LC層に誘導される動的格子の自己回折効率を決定するため、二波混合による動的ホログラフィー法を適用した。ラマナート自己回折の理論モデルを提示し、第1次回折光の回折効率計算を可能とし、これによりセルの非線形屈折率係数n₂と非線形感受率χ⁽³⁾を決定した。また、マイクロ構造あり・なしのセルで得られた非線形パラメータの比較分析を行った。非線形感受率は、平坦面で作られたセルに比べて、マイクロ構造セルで本質的に増強（30–100%）されていた。光学非線形性の基盤メカニズムは、純ネマチックLCにおける表面誘起フォトレフラクティブ効果である。屈折率変調深度の増加は、マイクロ構造基板上で生じる分子の初期再配向に関連している可能性がある。

開発された理論的アプローチは、吸収と散乱の両損失が大きい、カー型光学非線形性を持つ薄膜の非線形光学特性決定に有効であり、透過および反射の両幾何学に適用可能である。フォトレフラクティブ・ハイブリッドLCセルは、マルチチャネルSLMを含む新しい電気光学マイクロシステム試料として有望である。さらに、このような非線形セルにおける二波混合技術は、マルチチャネルカプラ、スイッチ、光通信ラインに成功裏に実装可能である。LCD構造において各チャネルの独立制御を確保すれば、ネットワークへの応用も可能である。

略語

5CB:

4'-(n-ペンチル)-4-シアノビフェニル

E7:

液晶混合物

F1:

ハイブリッドLCセル、Siプレート1の平坦部分/5CB/ITO覆いガラスプレートで構成

F2:

ハイブリッドLCセル、Siプレート2の平坦部分/5CB/ITO覆いガラスプレートで構成

ITO:

インジウム・スズ・酸化物導電層

LC:

液晶

M1:

ハイブリッドLCセル、Siプレート1のマイクロ構造部分/5CB/ITO覆いガラスプレートで構成

M2:

ハイブリッドLCセル、Siプレート2のマイクロ構造部分/5CB/ITO覆いガラスプレートで構成

M3:

ハイブリッドLCセル、Siプレート3のマイクロ構造部分/5CB/ITO覆いガラスプレートで構成

M4:

ハイブリッドLCセル、Siプレート3のマイクロ構造部分/E7/ITO覆いガラスプレートで構成

Si:

シリコン