Filtro resonador plano nanofotónico programable

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13225 (2023) Citar este artículo

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Los dispositivos electromagnéticos plasmónico-fotónicos reconfigurables se han investigado incesantemente por su gran capacidad de modular ópticamente a través de estímulos externos para satisfacer las necesidades emergentes de hoy, siendo los materiales de cambio de fase de calcogenuro candidatos prometedores debido a sus características eléctricas y ópticas notablemente únicas, lo que permite nuevas perspectivas en la fotónica reciente. aplicaciones. En este trabajo, proponemos un resonador reconfigurable utilizando capas planas de películas ultrafinas apiladas basadas en Metal-dieléctrico-PCM, que diseñamos y analizamos numéricamente mediante el Método de Elementos Finitos (FEM). La estructura se basa en películas delgadas de Oro (Au), óxido de aluminio (Al2O3) y PCM (In3SbTe2) utilizadas como sustrato. La modulación entre las fases del PCM (amorfa y cristalina) permite la alternancia de la estructura filtrante a la absorbente en el espectro infrarrojo (IR) (1000-2500 nm), con una eficiencia superior al 70% en ambos casos. También se analiza la influencia del espesor del material para verificar tolerancias de errores de fabricación y controlar dinámicamente la eficiencia de los picos de transmitancia y absorbancia. Se investigan los mecanismos físicos de acoplamiento de campo y densidad de potencia transmitida/absorbida. También analizamos los efectos sobre los ángulos de polarización de las ondas polarizadas Transversal Eléctrica (TE) y Transversal Magnética (TM) para ambos casos.

El control eficiente de ondas electromagnéticas en regiones de terahercios (THz) con el uso de dispositivos fotónicos reconfigurables ya es una realidad invaluable, especialmente cuando se trata de metasuperficies1,2,3,4,5, metalenses6,7, plasmónicas8,9 y absorbentes de metamateriales10. 11. En este contexto, los materiales de cambio de fase calcogenuros no volátiles (PCM's)12,13,14,15 presentan grandes ventajas, debido a su estabilidad térmica, garantía de no volatilidad en los cambios drásticos existentes entre los estados amorfo y cristalino, ultra -cambio rápido entre fases (nanosegundos por femtosegundos) y sus valores de constantes ópticas en un amplio rango del espectro electromagnético. Los PCM ofrecen numerosas ventajas tecnológicas para la memoria universal debido a sus altas velocidades de lectura/escritura, naturaleza no volátil, resistencia extendida de lectura/escritura y alta escalabilidad. Una película de PCM amorfa se puede cristalizar calentando por encima de la temperatura de cristalización (o temperatura de transición vítrea), pero sin alcanzar la temperatura de fusión. De manera análoga, un proceso de reamorfización de PCM implica fundir y apagar rápidamente los PCM nuevamente a su fase amorfa. En un contexto práctico, el estado de materiales con cambio de fase puede controlarse a través de la temperatura y el voltaje eléctrico, entre otros, permitiendo el control dinámico de sus índices de refracción y, en consecuencia, de su permitividad relativa16. Los altos contrastes ópticos de los materiales con cambio de fase se pueden percibir en el espectro infrarrojo, donde se encuentran numerosas aplicaciones prácticas, como emisores térmicos17, camuflaje18,19, fotodetectores20, polarización21 son sólo algunos ejemplos. Los PCM de calcogenuro más utilizados debido a sus ricas propiedades intercambiables son los basados ​​en Ge–Sb–Te (GST)22,23,24. Los PCM basados ​​en GST han recibido gran atención en el campo de los dispositivos fotónicos reconfigurables y para el desarrollo de la tecnología de memoria de acceso aleatorio. Sus características reconfigurables y su no volatilidad permiten manipular y controlar la luz en geometrías de sublongitudes de onda25. En investigaciones recientes, los compuestos de Sb2S3 y Sb2Se3, fueron clasificados como materiales de cambio de fase considerando sus bajas pérdidas ópticas aplicables en el espectro visible26. Se desarrolló una metasuperficie térmicamente reconfigurable en la región infrarroja basada en el cambio de fase del GeTe en27,28. Se desarrolló un diseño de absorbente en el que el cambio de fase del Ge-Te desplaza los picos de resonancia al variar parcialmente su cristalización/amorfización. En 29 se desarrolló y probó un filtro óptico y dinámicamente reconfigurable metal-aislante-metal (MIM) basado en Ge2Sb2Se4Te1 que puede pasar o atenuar longitudes de onda cercanas al IR. En 30, los autores demostraron experimentalmente dos regímenes de sintonización funcionales impulsados ​​por la transición del VO2 como una modulación de dos órdenes de magnitud de la transmisión de la metasuperficie y un ajuste espectral de absorción casi perfecta. Ambas características van acompañadas de un comportamiento similar a la histéresis que puede aprovecharse para obtener efectos de memoria versátiles. Chen et al.31 propusieron un absorbente isotrópico de banda ancha sintonizable basado en VO2 en la región de los terahercios. Afinando la geometría en incidencia normal, fue posible lograr una eficiencia de absortividad superior al 90% entre 1,08 y 2,55 THz.

En nuestro estudio, para caracterizarlo de forma multifuncional, utilizamos el cambio de fase de InSbTe (IST) en el sustrato y proponemos un dispositivo reconfigurable modulado in situ por las fases amorfa y cristalina, que modifica el carácter óptico del metal-dieléctrico-. Estructura dieléctrica (MDD) de alta potencia de transmisión a un absorbente plasmónico Metal-Dieléctrico-Metal (MDM), en espectro electromagnético infrarrojo. También se investiga la distribución espacial de campos eléctricos y magnéticos normalizados en picos de transmitancia/absorptancia. En comparación con otros PCM, IST tiene, a pesar de tener una baja pérdida óptica en estado amorfo, después de cambiar a la fase cristalina la parte real de la permitividad se caracteriza por el cambio de señal, lo que aumenta su pérdida óptica, y la temperatura de transición vítrea es cerca de 300 °C, mientras que GST y GeTe se concentran alrededor de 160 °C. La mayoría de los PCM cristalinos tienen enlaces resonantes (metavalentes), IST, tienen enlaces metálicos, ideales para absorbentes ultrafinos, escritura óptica y control de resonancia32. En comparación con GST, los IST tienen una temperatura de transición vítrea Tg más alta (291,8 °C para IST y 160 C para GST) a pesar de tener las mismas temperaturas de fusión para la amorfización del material Tm = ~ 630 °C33. El cambio de fase del IST se entiende del orden de 10 ns para la amorfización y 500 ns para la cristalización32, mientras que para el GST la amorfización es de 200 µs y 200 ns para la cristalización34. El IST es un material de cambio de fase introducido recientemente y además presenta en su fase cristalina una señal de desplazamiento de su permitividad en una amplia banda espectral infrarroja, lo que caracteriza a esta fase del material como metal. Recientes investigaciones se han llevado a cabo como absorbentes ópticos y resonadores de antenas plasmónicas35,36,37 y pueden gracias a esta capacidad convertirse en un "PCM plasmónico", pudiéndose utilizar en numerosas propuestas como la nuestra. Lógicamente, el GST tiene propiedades únicas de cambio de fase, lo que condujo a avances significativos en el campo de los dispositivos fotónicos reconfigurables, pero en IST hay perspectivas de nuevos dispositivos para la próxima generación. Creemos que los resultados demostrados aquí son importantes para el desarrollo de dispositivos optoelectrónicos programables de próxima generación.

Nuestro dispositivo programable y reconfigurable se basa en una estructura plana, de longitud infinita, en tres capas en las que el óxido de aluminio (Al2O3) se intercala entre capas de oro (Au) y un material de cambio de fase In3SbTe2. Considerando la respuesta óptica, el objetivo de este trabajo fue seleccionar como sustrato un material con cambio de fase, cuya función sea inhibir o filtrar la onda incidente. El material de cambio de fase In3SbTe2 tiene alto contraste en su permitividad relativa tras la cristalización, además de la diferencia entre sus pérdidas ópticas como ventajas para las simulaciones y los materiales seleccionados de nuestra propuesta. Como las propiedades ópticas de In3SbTe2 en nuestro trabajo están respaldadas por la Ref.32, como se muestra en la Fig. 1.

Constantes ópticas de In3SbTe2 en el espectro simulado en ambos estados: (a) IST amorfo; (b) IST cristalino.

Considerando la permitividad relativa de los materiales38 tenemos que:

donde \(\varepsilon ^{\prime}_{r} (\omega )\) y \(\varepsilon ^{\prime\prime}_{r} (\omega )\), son la parte real y la imaginaria de la permitividad material. A partir de esta ecuación y analizando las constantes ópticas de este material en la Fig. 1a, la fase amorfa de IST tiene \(\varepsilon ^{\prime\prime}_{r} (\omega )\) relativamente baja, caracterizándose como una material semiconductor e incluso como aislante debido a un \(\varepsilon ^{\prime}_{r} (\omega ) > > \varepsilon ^{\prime\prime}_{r} (\omega )\). En la fase cristalina de IST, el resultado de \(\varepsilon ^{\prime}_{r} (\omega )\) negativo con \(\varepsilon ^{\prime\prime}_{r} (\omega) positivo )\), resulta de un material con permitividad negativa considerado una fase metálica y también plasmónica para interacciones metal-dieléctrico. La Figura 2 muestra el esquema de la estructura planar programable propuesta de tres capas, con espesor variable tsubst, tAl2O3 y tAu, respectivamente. La fina película metálica de oro (Au) se inserta encima de la estructura, seguida del material dieléctrico Al2O3 y el material con cambio de fase IST, como sustrato. La cristalización del IST se produce mediante pulsos láser de larga duración (alrededor de 0,5 ps), con una potencia del orden de 10 mW, calentándolo por encima de la temperatura de transición vítrea, alrededor de 291,8 °C39. La amorfización se obtiene calentando el material con pulsos láser de corta duración (alrededor de 10 ns) y alta potencia cercana a los 300 mW, por encima de la temperatura de fusión (626 °C) para enfriarlo rápidamente con velocidades de enfriamiento superiores a 109 K/s39.

Representación esquemática del modelo propuesto. El sustrato en estado amorfo y que actúa como filtro óptico, al recibir un estímulo externo, pasa a la fase cristalina y se convierte en absorbente.

Los análisis numéricos y las simulaciones se realizaron utilizando el método de elementos finitos en el dominio de frecuencia40 en el rango del espectro electromagnético infrarrojo (1000–2500 nm) utilizando el software COMSOL Multiphysics41 con licencia. La permitividad relativa del oro,\(\varepsilon_{Au}\), se basa en el modelo de Drude-Lorentz42, ​​y para el dióxido de aluminio consideramos \(\varepsilon_{{Al_{2} O_{3} }}\) = 3,24 a lo largo del espectro simulado y analizado. En cuanto a la permeabilidad relativa de los materiales considerados, todos ellos son medios no magnéticos. Los dominios computacionales son 50 nm × 1331 nm en las direcciones horizontal y vertical. El puerto de entrada se encuentra a 1000 nm de la parte superior de la capa de Au. Las mallas completas constan de 1185 elementos de dominio y 244 elementos de contorno para 6152 grados de libertad, considerando los parámetros iniciales de las simulaciones realizadas tAu = 6 nm, tAl2O3 = 295 nm y tSubstrate = 30 nm. Las condiciones de contorno se determinan desde los lados de la estructura y la onda electromagnética se propaga en la dirección z con incidencia normal y también de manera oblicua para analizar los modos TE y TM.

Considerando la onda plana incidente excitada en la parte superior de la estructura propuesta, y con las condiciones de contorno definidas periódicamente y su propagación a lo largo de ambas direcciones x e y, su magnitud de dispersión de luz viene dada como sigue:

donde \(A(\lambda )\), \(R(\lambda )\) y \(T(\lambda )\), representan la fracción de potencia absorbida, reflejada y transmitida, respectivamente. En concreto, aquí presentaremos los espectros de transmitancia y absortancia tras el cambio de fase IST analizados en la estructura propuesta.

Los espectros de transmitancia y absorbancia se muestran en las figuras 3a y b. Se puede observar que el alto contraste entre las fases cambia la funcionalidad del filtro para un absorbente, es decir, en estado amorfo (a-IST) se observa alta transmitancia, y en estado cristalino (c-IST) ocurre alta absorción. . Los parámetros utilizados fueron, tAu = 6 nm, tAl2O3 = 295 nm y tSustrato = 30 nm. Los resultados revelan un pico de transmitancia del 72 % a 1338 nm para a-IST y del 0 % para c-IST. De manera similar, se observó un pico de absorbancia del 74,8% a 1481 nm para c-IST, y este valor cambia al 16% en a-IST.

El espectro de (a) Transmitancia y (b) Absorptancia de la estructura analizada con tAu = 6 nm, tAl2O3 = 295 nm y tSustrato = 30 nm.

También analizamos numéricamente la eficiencia de la estructura, al variar el espesor de Au y los resultados numéricos se pueden encontrar en la Fig. 4 para la fase amorfa (filtro) y en la Fig. 5 para la fase cristalina (absorbente). Se utilizaron variaciones en intervalos de \(\Delta t_{Au}\) = 2 nm, para controlar el pico resonante y la magnitud de dispersión para ambos casos.Fig. 4a, podemos ver que a medida que el espesor aumenta su valor, su capacidad de transmitancia disminuye proporcionalmente y cuando disminuimos su espesor, su transmisión aumenta, sin embargo, debido a su valor relativamente bajo, su ancho de banda, definido como la banda de frecuencias del Ancho Completo a la mitad del máximo (FWHM) se hace más grande.

(a) Dependencia del espectro de transmitancia con el espesor de Au (b) Dependencia de ajuste polinómico de los picos de transmitancia con el espesor de Au.

(a) Dependencia del espectro de absorbancia con el espesor de Au (b) Dependencia de ajuste polinómico de los picos de transmitancia con el espesor de Au.

En la Fig. 4b podemos resaltar la influencia de tAu con los picos resonantes y, en consecuencia, con su eficiencia como filtro. Usando métodos empíricos de ajuste polinomial de tercer grado, podemos controlar la eficiencia como filtro basado en la ecuación:

donde \(\lambda_{res - filter}\), es la longitud de onda resonante del filtro, variando del 45 al 90%, relacionando tAu con su eficiencia, como se muestra en la Fig. 4b, con las más variadas aplicaciones en O, E Comunicaciones ópticas de ventana de bandas , S y C43.

De manera análoga al análisis numérico realizado para la estructura de un sustrato amorfo (filtro), al cambiar la fase del IST a su estado cristalino (absorbente), tenemos la Fig. 5a en la que se calcularon los espectros de absorbancia. La funcionalidad del absorbente aumenta su eficiencia con el aumento del espesor del oro (tAu), por lo que disminuye al disminuir el espesor del oro y con un FWHM relativamente corto en comparación con el filtro. El diseño de nuestro modelo propuesto también fue fundamental para lograr un rango de absorbancia del 42 al 96% (Fig. 5b) relacionando picos resonantes con tAu y que también podemos controlar mediante la siguiente ecuación:

donde \(\lambda_{res - absorber}\), es la longitud de onda resonante del filtro, que varía del 42 al 96%, relacionando tAu con su eficiencia, como se muestra en la Fig. 5b. El oro (Au), además de ser un material muy utilizado en los prototipos de absorbentes estudiados y publicados, tiene la gran ventaja de una considerable profundidad de penetración, asegurando así una eficiencia multifuncional, ya sea absorbente o filtro óptico.

También analizamos la influencia del espesor del óxido de aluminio tAl2O3 para el filtro y el absorbente y los resultados se presentan en las figuras 6a y b, utilizando un \(\Delta t_{{Al_{2} O_{3} }}\) = 20 nm como intervalo entre el espesor ideal del modelo. La dimensión de este espesor es relativamente alta y por tanto hay una alta sensibilidad cuando reducimos su espesor, podemos desplazar el pico a longitudes de onda más cortas y ocurre lo contrario si lo aumentamos. Su eficiencia para ambos espectros se mantiene por encima del 70%, demostrando su gran capacidad de sintonía.

(a) Dependencia del espectro de transmitancia con el espesor de Al2O3 (b) Dependencia del espectro de absorbancia con el espesor de Al2O3.

También analizamos la dependencia de los ángulos de polarización de la eficiencia de nuestro modelo propuesto. En las figuras 7a yb se puede ver claramente que la estructura tiene una alta eficiencia hasta un ángulo de 60°, independientemente del modo de polarización. Esto significa que cambiar la polarización y el ángulo de incidencia no tiene ningún efecto sobre los espectros de transmisión, lo que demuestra su insensibilidad angular. Entre 60° y 75° la eficiencia en Modo TE comienza a disminuir mientras que el Modo TM permanece alta y al acercarse a 90° tienden a disminuir. Se han estudiado filtros plasmónicos multicapa con alta insensibilidad angular para el desarrollo de varias aplicaciones prácticas.

Dependencia de la transmitancia de la polarización y los ángulos de incidencia para (a) modo TE y (b) modos TM, respectivamente.

Al analizar la dependencia de los ángulos de polarización con el espectro de absorbancia (fase cristalina) en las Fig. 8a y b, podemos verificar que, para el modo TE, la eficiencia se mantiene moderada a lo largo de los ángulos y aumenta su intensidad entre 60° y 75°, en el modo TE, y para el modo TM, hay una dispersión y desplazamiento del pico para longitudes de onda más cortas. Esta característica se atribuye directamente a la geometría del modelo y también a su aspecto multifuncional cuando se produce un cambio entre fases. Al igual que los filtros, los grandes absorbentes de insensibilidad angular son esenciales para los detectores de índice de refracción.

Dependencia de la absorbancia con la polarización y los ángulos de incidencia para (a) Modo TE y (b) Modo TM.

La Figura 9 muestra el mecanismo de acoplamiento físico de la estructura resonante multifuncional híbrida como filtro de paso de banda omnidireccional44. Se satisfacen los parámetros geométricos y el cambio de fase agregado en las interfaces sustrato/dieléctrico del PCM (\(\varphi_{1}\) y \(\varphi_{2}\)) se cancela con el cambio de fase en la dirección perpendicular a las interfaces en la región dieléctrica \(\varphi_{1} + \varphi_{2} + 2k_{0} \sqrt {\varepsilon_{{Al_{2} O_{3} }} } t_{{Al_{2} O_ {3} }} \cos \theta\)45. El hecho de utilizar un PCM como sustrato es ventajoso debido a las características que proporciona este compuesto específico. Cumplida la misma condición, la condición perfecta de interferencia constructiva entre la onda incidente y la onda reflejada/transmitida viene dada por45:

donde \(k_{0}\), es el vector de onda en el espacio libre,\(\sqrt {\varepsilon_{{Al_{2} O_{3} }} }\) es el índice de refracción de Al2O3, tAl2O3 el espesor de la capa, θ el ángulo de incidencia y m = 0, ± 1, ± 2. La fase amorfa del sustrato PCM tiene una permitividad positiva y baja pérdida, debido a su permitividad imaginaria baja o casi nula y superior a la capa dieléctrica resonante. (\(\varepsilon_{a - IST} > \varepsilon_{{Al_{2} O_{3} }}\)). Al pasar a la fase cristalina, el estado metálico del sustrato cambia la señal y se convierte en un perfecto absorbente, debido a su permitividad imaginaria considerablemente alta, común a los metales (\(\varepsilon_{c - IST} < \varepsilon_{{Al_{ 2}O_{3} }}\)).

Mecanismo de acoplamiento físico de la estructura filtro / absorbente resonante, que incorpora una superposición de compensación de fase, φ1 y φ2 son el cambio de fase de propagación en las dos interfaces sustrato-espaciador, respectivamente.

Para observar el mecanismo de acoplamiento físico de la estructura propuesta al formato de filtro y absorbente resonante, calculamos a través del FEM, el campo eléctrico normalizado (E), el campo magnético normalizado (H) y la distribución de densidad de corriente normalizada (J). considerando la incidencia normal y los picos resonantes de λ = 1338 nm y λ = 1481 nm, para el filtro (Fig. 10a-c) y para el absorbente (Fig. 11a-c), respectivamente.

Distribución espacial del filtro de (a) campo eléctrico normalizado, (b) campo magnético normalizado y (c) densidad de corriente normalizada con una longitud de onda de 1338 nm.

Distribución espacial del absorbente de (a) campo eléctrico normalizado, (b) campo magnético normalizado y (c) densidad de corriente normalizada con una longitud de onda de 1481 nm.

Para ambos casos, es posible observar una alta concentración de campo eléctrico entre la región dieléctrica de Al2O3 y el sustrato de PCM, causada por interferencia constructiva en esta región28. El resultado de esta interferencia es causado por la elección de parámetros físicos y geométricos, resultantes de una alta transmisión usando un sustrato de PCM amorfo (Fig. 10a) y una alta absorbancia basada en un sustrato de PCM cristalino (Fig. 11a). La diferencia que se puede observar entre ambos casos son los picos resonantes que están en diferentes frecuencias y por las características de la estructura tiene una absorbancia ligeramente mayor.

Las Figuras 10b y 11b muestran la distribución espacial del campo magnético normalizado H, donde hay una fuerte intensidad en la interfaz PCM/Al2O3 tanto para la fase amorfa como para la cristalina de la IST. La excitación de los polaritones del plasmón superficial es independiente de la polarización cuando se activa la fase metálica del PCM. La distribución de densidad de corriente normalizada se muestra en las Figs. 10c y 11c donde la intensa corriente eléctrica actúa sobre la capa superior de la estructura, debido a su carácter metálico y gran pérdida óhmica.

En resumen, demostramos una estructura programable, sintonizable, controlable y multifuncional utilizando un resonador de tres capas y un PCM (In3SbTe2) como sustrato. Los resultados analizados numéricamente alcanzan una eficiencia para aplicaciones como filtros o absorbentes con mecanismo físico de cambio de fase superior al 72%. Demostramos numéricamente que los picos de resonancia se pueden ajustar con base en una ecuación, dependiendo del espesor de la capa de oro tAu, lo que puede aumentar o disminuir su eficiencia y pueden considerarse errores en el proceso de fabricación. También podemos controlar dinámicamente los picos de resonancia ajustando el espesor del espaciador dieléctrico tAl2O3. También se analizó la dependencia de la estructura con el ángulo de incidencia y se pudo observar que la alta transmitancia/absortancia se mantuvo para ángulos oblicuos de hasta 90°. Debido a que se basa en una geometría simple, nuestra estructura permite realizar una fabricación sencilla con deposición continua de películas delgadas. Esta estructura puede ser aplicable a filtros/absorbentes de banda estrecha para sistemas de comunicaciones ópticas y en aplicaciones potenciales para diversas tecnologías empleadas en dispositivos nanofotónicos reconfigurables, fotodetectores, camuflaje, sensores de índice de refracción y holografía.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo, y los conjuntos de datos utilizados o analizados durante el estudio actual están disponibles a través de solicitud razonable del autor correspondiente.

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Los autores agradecen al CNPQ (Proceso: 309100/2018-6), FAPESP/MCTI/MC Proceso: 2015/24517-8, CAPES, UFBA, ICTI-UFBA y FAPESB (079/2016).

Escuela de Graduados en Ingeniería Eléctrica, Universidad Federal de Bahía, Salvador, 40155-250, Brasil

Israel Alves Oliveira & VF Rodriguez-Izquierdo

Instituto de Ciencia, Tecnología e Innovación de la Universidad Federal de Bahía (ICTI-UFBA), Camaçari, 42802-721, Brasil

IL Gomas de Souza

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Todos los autores concibieron y planificaron las simulaciones, escribieron y revisaron el manuscrito, IAO realizó las simulaciones numéricas y preparó las figuras. Todos los autores realizaron los análisis de comportamiento físico y analizaron los datos, IAO, ILGS y VFRE revisaron todas las simulaciones numéricas. Todos los autores brindaron comentarios críticos y ayudaron a dar forma a la investigación, el análisis y el manuscrito.

Correspondencia a Israel Alves Oliveira, IL Gomes de Souza oro VF Rodriguez-Izquierdo.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Oliveira, I.A., de Souza, I.L.G. & Rodriguez-Esquerre, V.F. Programmable nanophotonic planar resonator filter-absorber based on phase-change InSbTe. Sci Rep 13, 13225 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-40269-4

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Recibido: 12 de marzo de 2023

Aceptado: 08 de agosto de 2023

Publicado: 14 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-40269-4

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