Dalam fotonik, penting untuk mencapai resonansi faktor (Q) berkualitas tinggi untuk meningkatkan kinerja perangkat optik. Di sini, kami menunjukkan bahwa resonansi Fano dual-band faktor-Q tinggi dapat dicapai dengan menggunakan planar nanohole slab (PNS) berdasarkan eksitasi keadaan terikat ganda dalam kontinum (BICs). Dengan mengecilkan atau memperluas lubang tetramerisasi superlattice PNS, dua BIC yang dilindungi simetri dapat diinduksi ke resonansi Fano pita ganda dan lokasinya serta faktor-Q mereka dapat disetel secara fleksibel. Mekanisme fisik untuk resonansi Fano dual-band dapat diartikan sebagai kopling resonansi antara dipol toroidal listrik atau dipol toroidal magnetik berdasarkan dekomposisi berganda medan jauh dan distribusi medan dekat superlattice. Resonansi Fano dual-band dari PNS memiliki fitur polarisasi-independen, dan mereka dapat bertahan bahkan ketika parameter geometris PNS secara signifikan diubah, membuatnya lebih cocok untuk aplikasi potensial.
Meningkatkan interaksi antara cahaya dan materi, yang penting untuk meningkatkan kinerja perangkat optik, dapat diwujudkan dengan menggunakan respons faktor (Q) berkualitas tinggi [1]. Resonansi Fano, yang dicirikan oleh bentuk garis asimetris dan profil spektral yang tajam, memberikan pendekatan yang efektif untuk mencapai faktor-Q tinggi dalam metamaterial optik dan telah mendapat perhatian besar [2]. Dalam dekade terakhir, resonansi Fano telah dilaporkan di banyak sistem osilator skala nano yang diaktifkan oleh struktur nano plasmonik [3, 4], di mana resonansi Fano tereksitasi oleh resonansi plasma permukaan pada antarmuka logam-dielektrik. Meskipun metamaterial logam adalah kandidat yang menjanjikan untuk manipulasi cahaya, resonansi Fano dalam metamaterial plasmonik biasanya menderita faktor-Q yang rendah di daerah spektral yang terlihat hingga inframerah dekat (NIR) karena hilangnya ohmik yang melekat pada logam.
Di sisi lain, semua metamaterial dielektrik memberikan resonansi tipe Mie yang kuat dengan arus perpindahan yang diinduksi mirip dengan metamaterial plasmonik, tetapi memiliki kehilangan disipatif yang lebih sedikit dalam rentang NIR yang terlihat [5]. Energi cahaya datang dapat sangat terlokalisasi dalam struktur nano dielektrik karena eksitasi resonansi dipolar listrik dan/atau magnet, yang mengurangi kerugian disipatif dan mencapai peningkatan resonansi besar dari medan listrik dan magnet. Dalam beberapa tahun terakhir, keadaan terikat dalam kontinum (BICs) telah muncul sebagai skema yang paling menjanjikan untuk mencapai respons faktor-Q tinggi dalam semua metamaterial dielektrik [6, 7]. BIC berada di dalam spektrum kontinu dari status yang diperluas tetapi secara berlawanan tetap terlokalisasi dengan sempurna di ruang angkasa dengan masa hidup tak terbatas secara teoritis [8, 9]. Meskipun BIC tidak dapat diamati dari spektrum kontinu karena sifat non-radiatif, resonansi Fano faktor-Q tinggi dapat dicapai karena BIC ditransformasikan menjadi quasi-BIC (QBIC) [10, 11], aplikasi potensial termasuk seperti directional penguat [12], filter optik [13], konversi frekuensi nonlinier [14], sensor ultra-sensitif [15, 16] dan berkas pusaran optik [17].
Secara umum, pembentukan BIC sangat terkait dengan simetri (dalam bidang dan simetri vertikal) dari struktur fotonik karena sifat interferensinya. Lebih khusus, BIC dapat terganggu melalui insiden miring atau struktur nano yang rusak simetri, dan QBIC dapat direalisasikan sebagai saluran radiasi antara keadaan eigen dan ruang bebas dibuka [18, 19]. Namun, sebagian besar struktur nano dielektrik yang digunakan untuk mengeksitasi QBIC dengan faktor Q tinggi rumit, seperti nanocross asimetris [20], nanoring asimetris [21], nanobar asimetris [22,23,24] dan nanorod asimetris [25,26, 27,28], yang menantang dalam fabrikasi karena persyaratan memasukkan celah subwavelength dalam [20,21,22,23,24] atau lubang nano [25,26,27,28] ke dalam struktur fotonik. Struktur nano lainnya seperti batang persegi panjang yang dibentuk ulang [29, 30] memiliki tepi tajam yang meningkat, membuatnya lebih sulit untuk dibuat secara akurat melalui teknik litografi konvensional, yang mengurangi faktor-Q dan masa pakai resonansi perangkat karena pembukaan saluran bocor tambahan [31, 32]. Selain itu, nanobar miring [33, 34], jenis lain dari struktur, memiliki kesulitan dalam mengontrol secara tepat orientasi nanobar dengan ruang subwavelength yang dalam antara resonator dipertahankan dalam proses nanofabrication. Dalam aplikasi, sangat berarti untuk mewujudkan BIC dan resonansi Fano faktor-Q tinggi menggunakan metamaterial semua-dielektrik dengan arsitektur yang lebih sederhana seperti pelat planar berstrukturnano [35,36,37,38]. Selain itu, beberapa resonansi Fano sangat berguna dalam aplikasi seperti meningkatkan generasi harmonik multiband [39], penginderaan multichannel [40] dan emisi cahaya [41]. Oleh karena itu, ada manfaat yang signifikan untuk mencapai resonansi Fano berganda faktor-Q tinggi menggunakan arsitektur yang relatif sederhana berdasarkan eksitasi QBIC.
Dalam karya ini, lempengan nanohole planar baru (PNS) yang terdiri dari lubang tetramerisasi diusulkan untuk mencapai resonansi Fano dual-band faktor-Q tinggi. Dengan mengecilkan atau memperluas lubang tetramerisasi PNS di sepanjang diagonal superlattice, dua QBIC tereksitasi dan lokasi dari dua resonansi Fano serta faktor-Q mereka dapat disetel secara fleksibel. Dekomposisi ganda medan jauh dan distribusi medan dekat superlattice dilakukan untuk mengungkapkan fitur resonansi PNS, menunjukkan bahwa resonansi Fano pita ganda dihasilkan dari kopling resonansi antara dipol toroidal listrik atau dipol toroidal magnetik. Resonansi Fano dual-band dari PNS memiliki fitur polarisasi-independen, dan mereka dapat bertahan bahkan parameter geometris PNS secara signifikan diubah, sehingga lebih cocok untuk aplikasi potensial.
Gambar 1 menunjukkan geometri skema dari PNS yang diusulkan dan spektrum transmisinya. PNS terdiri dari empat lubang nano yang dapat diperkecil (Δ < 0) atau diperluas (Δ > 0) dengan jarak pergeseran sepanjang diagonal superlattice, dan = 0 sesuai dengan kisi sederhana dengan periode dikurangi menjadi setengahnya, di mana setiap lubang nano terletak di tengah seperempat area superlattice. Periode dan tinggi PNS berturut-turut adalah dan H; jari-jari lubang nano adalah r . Indeks bias PNS adalah n s = 3.2, dan latar belakangnya adalah udara dengan indeks bias n a = 1. Gambar 1c menunjukkan spektrum PNS sebagai fungsi dari jarak pergeseran , di mana PNS diterangi oleh kejadian normal x -cahaya terpolarisasi Spektra serta distribusi medan elektromagnetik dari PNS yang disajikan dalam makalah ini dihitung dengan menggunakan perangkat lunak komersial metode elemen hingga COMSOL Multiphysics. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar 1c, tidak ada resonansi Fano untuk PNS yang tidak menyusut dengan = 0. Namun, dua resonansi Fano dengan kedalaman modulasi 100% (didefinisikan sebagai perbedaan transmisi antara puncak Fano dan kemiringan Fano) dapat diperoleh dengan sedikit menyusut atau memperluas lubang nano. Dibandingkan dengan respons transmisi dari PNS yang tidak menyusut, respons transmisi dari PNS yang menyusut bervariasi secara tiba-tiba sementara pita samping dipertahankan hampir sama.
a Perspektif melihat PNS. b Tampilan vertikal PNS saat empat lubang nano menyusut (Δ < 0) atau mengembang (Δ > 0) di sepanjang diagonal superlattice. c Spektrum transmisi PNS sebagai fungsi dari jarak pergeseran . PNS berada di bawah penerangan x -gelombang datang terpolarisasi dengan sudut datang θ = 0. Parameter PNS adalah:= 350 nm, r = 35 nm dan H = 175 nm
Untuk menunjukkan dengan jelas evolusi resonansi Fano pita ganda yang timbul dari menyusut atau meluasnya lubang tetramerisasi, peta 2D transmisi PNS sebagai fungsi jarak pergeseran ditunjukkan pada Gambar. 2a. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2a, dua BIC terjadi di wilayah panjang gelombang yang diinginkan sebagai =0, dan fenomena serupa dari BIC ganda sebelumnya dilaporkan dalam struktur metamembran kisi ganda [13] dan resonator cincin terpisah [21]. Dalam kasus 0, resonansi Fano pita ganda direalisasikan saat BIC diinduksi ke QBIC karena pemutusan simetri PNS, yaitu, dari sentrosimetri kisi sederhana ke rotasi empat kali lipat (C4 ) simetri superlattice. Selain itu, karena C4 simetri PNS dapat dipertahankan karena lubang tetramerisasi menyusut atau diperluas sepanjang diagonal superlattice, spektrum transmisi PNS adalah sama untuk nilai absolut |Δ| yang sama. Pada prinsipnya, penyusutan atau perluasan lubang tetramerisasi mengurangi area zona Brillouin pertama PNS karena sel satuan PNS berubah dari kisi sederhana menjadi superlattice, dan BIC yang dilindungi simetri dapat tereksitasi pada kejadian normal karena pengenalan gangguan permukaan serta lipatan zona Brillouin dari PNS [42, 43]. Umumnya, faktor-Q dari BIC yang dilindungi simetri menunjukkan ketergantungan kuadrat terbalik pada derajat asimetri δ berdasarkan teori gangguan [21]:
$$Q_{fit} =\kappa \cdot \frac{cS}{{\omega \cdot \delta^{2} }},$$ (1)dimana ĸ adalah konstanta proporsionalitas, S adalah luas superlattice, ω adalah frekuensi sudut dan parameter asimetri adalah \(\delta { =}\sqrt 2 \Delta /\Lambda\).
a Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari jarak pergeseran sepanjang diagonal superlattice. b dan c Q-factor dan hasil fitting masing-masing Fano#1 dan Fano#2. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c
Gambar 2b, c masing-masing menunjukkan faktor-Q dan hasil pemasangan Fano#1 dan Fano#2. Faktor Q dari PNS dihitung sebagai rasio antara panjang gelombang resonansi λ r dan lebar penuhnya pada setengah maksimum (FWHM) , di mana adalah daerah panjang gelombang antara puncak dan kemiringan resonansi Fano. Hasil pemasangan PNS dihitung dengan menggunakan Persamaan. (1). Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 2b, c, lintasan divergen dari PNS di mana faktor-Q divergen hingga tak terhingga di = 0 divalidasi dengan menggunakan hubungan kuadrat terbalik agar sesuai dengan data. Hasil pemasangan yang sangat baik dapat diperoleh dan sedikit ketidaksepakatan pada asimetri yang lebih besar disebabkan oleh penyimpangan dari asumsi gangguan kecil pada Persamaan. (1). Keuntungan signifikan dari PNS adalah bahwa lokasi dan faktor Q dari resonansi Fano pita ganda dapat disesuaikan dengan mengecilkan atau memperluas lubang tetramerisasi, yang memfasilitasi kontrol dinamis dari kinerja resonansi dari beberapa faktor Q tinggi. Resonansi Fano.
Untuk mendapatkan wawasan tentang asal usul resonansi Fano pita ganda melalui penciutan atau perluasan lubang tetramerisasi PNS, kami menguraikan radiasi medan jauh resonansi BIC dan Fano menjadi kontribusi komponen multikutub yang berbeda untuk membahas lebih lanjut fitur-fiturnya. Momen multipol dapat dihitung berdasarkan rapat arus perpindahan j di superlattice PNS [26, 44, 45]:
$${\varvec{P}} =\frac{1}{i\omega }\int {{\varvec{j}}d^{3} r} ,$$ (2) $${\varvec{M }} =\frac{1}{2c}\int {\left( {{\varvec{r}} \times {\varvec{j}}} \right)d^{3} r} ,$$ (3 ) $${\varvec{T}} =\frac{1}{10c}\int {\left[ {\left( {{\varvec{r}} \cdot {\varvec{j}}} \kanan) {\varvec{r}} - 2r^{2} {\varvec{j}}} \right]} d^{3} r,$$ (4) $${\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( e \right)} =\frac{1}{i2\omega }\int {\left[ {r_{\alpha } j_{\beta } + r_{\beta } j_{ \alpha } - \frac{2}{3}\left( {{\varvec{r}} \cdot {\varvec{j}}} \right)}\delta _{\alpha ,\beta }\right] } d^{3} r$$ (5) $${\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( m \right)} =\frac{1}{3c}\int {\left[ {\left( {{\varvec{r}} \times {\varvec{j}}} \right)_{\alpha } r_{\beta } + \left( {{\varvec{r} } \times {\varvec{j}}} \right)_{\beta } r_{\alpha } } \right]d^{3} r} ,$$ (6)dimana P , S , T , T (e ) dan Q (m ) adalah momen dipol listrik (ED), dipol magnet (MD), dipol toroidal (TD), kuadrupol listrik (EQ) dan kuadrupol magnetik (MQ); c adalah kecepatan cahaya dalam ruang hampa, dan α , β = x , y , z . Di sini kerapatan muatan ρ , yang biasanya muncul dalam definisi ED dan MQ, telah diganti dengan rapat arus perpindahan j melalui hubungan kekekalan muatan \(i\omega \rho + \nabla \cdot {\varvec{j}} =0\). Dalam kasus eksitasi harmonik ~ exp(iωt ), kekuatan hamburan momen multipol terinduksi yang berkontribusi pada respons medan jauh dapat ditulis sebagai:
$$\begin{aligned} Saya &=\frac{{2\omega^{4} }}{{3c^{3} }}\left| {\varvec{P}} \kanan|^{2} + \frac{{2\omega^{4} }}{{3c^{3} }}\left| {\varvec{M}} \right|^{2} + \frac{{2\omega^{6} }}{{3c^{5} }}\left| {\varvec{T}} \kanan|^{2} + \frac{{\omega^{6} }}{{5c^{5} }}\sum\limits_{\alpha ,\beta } {\left | {{\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( e \right)} } \right|}^{2} \\ &\quad+ \frac{{\omega^{6} }}{{20c^{5} }}\sum\limits_{\alpha ,\beta } {\left| {{\varvec{Q}}_{\alpha ,\beta }^{\left( m \right)} } \right|}^{2} + {\text{o}}(\omega), \end {selaras}$$ (7)di mana dua istilah pertama sesuai dengan ED konvensional (muatan) dan hamburan MD. Istilah ketiga sesuai dengan hamburan TD. Istilah keempat dan kelima berasal dari EQ dan MQ. Suku terakhir adalah suku orde tinggi yang berisi hamburan dan kopling multikutub orde tinggi di antara mereka dan umumnya dapat diabaikan. Dengan menggunakan Persamaan. (2)–(7), kontribusi multipol yang berbeda terhadap daya hamburan medan jauh dapat diperoleh.
Gambar 3 menunjukkan daya hamburan dari berbagai multipol PNS untuk jarak pergeseran yang berbeda, parameter lainnya sama dengan Gambar. 1c. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3a–d, untuk PNS dengan = 0, ED dan MD adalah dipol yang mendominasi dan tidak beresonansi pada daerah panjang gelombang yang diinginkan. Namun, dengan mengecilkan atau memperluas lubang nano PNS dengan |Δ|≠ 0, resonansi Fano dual-band dapat direalisasikan karena eksitasi mode dipol resonansi. Untuk melihat dengan jelas peran penting mode dipol resonansi dalam membentuk resonansi dual-band Fano yang diamati, Gambar 3e, f menunjukkan daya hamburan yang dinormalisasi dari multipol yang berbeda dengan = − 28 nm di sekitar Fano#1 dan Fano#2, masing-masing . Seperti ditunjukkan pada Gambar. 3e, mode resonansi dominan adalah ED dan TD di sekitar Fano#1, dan Fano#1 adalah konsekuensi langsung dari kopling resonansi dipol toroidal listrik. Secara khusus, ED dan TD sangat ditingkatkan hingga besarnya sebanding di ujung resonansi (918,5 nm) Fano#1; dengan demikian, transmisi 100% dapat diperoleh karena interferensi destruktif antara ED dan TD. Sementara untuk penurunan resonansi (916,5 nm) Fano#1, pantulan dimaksimalkan dan transmisi menjadi nol karena peningkatan hamburan ED dan TD. Demikian pula, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3f, Fano#2 timbul dari kopling resonansi dipol toroidal magnetik, ujungnya (771,1 nm) menunjukkan interferensi destruktif antara MD dan TD, sedangkan kemiringannya (772,9 nm) dikaitkan dengan peningkatan hamburan MD dan TD. Perhatikan karena kopling yang kuat dari dipol toroidal listrik atau dipol toroidal magnetik, mode resonansi kuat untuk Fano#1 dan Fano#2 bahkan jika bervariasi.
Daya hamburan Cartesian ED, MD, TD, EQ dan MQ ketika a = 0, b = − 14 nm, c = − 28 nm dan d = − 42 nm. e dan f Daya hamburan yang dinormalisasi dari multikutub yang berbeda dengan = − 28 nm di sekitar Fano#1 dan Fano#2, masing-masing. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c
Untuk menghubungkan respons transmisi resonansi Fano pita ganda di medan jauh dengan eksitasi momen multipol terinduksi, distribusi medan elektromagnetik dan arus perpindahan resonansi Fano dari superlattice PNS ditunjukkan pada Gambar 4. Seperti yang ditunjukkan pada Gbr. 4a, b, medan listrik Fano#1 dibatasi dengan baik di superlattice PNS dengan arus perpindahan sepanjang x sumbu, menunjukkan mode resonansi ED. Selain itu, arus perpindahan Fano#1 membentuk dua loop terbalik antara pusat dan tepi superlattice, dan medan magnet membentuk loop di yz bidang, sesuai dengan mode resonansi TD di sepanjang x sumbu [44, 46]. Oleh karena itu, Fano#1 muncul dari kopling resonansi antara mode ED dan TD, yang sejalan dengan hasil prediksi dekomposisi multipol seperti yang disebutkan di atas. Faktanya, karena fitur resonansi dari dipol toroidal listrik Fano#1, distribusi medan elektromagnetik dan arus perpindahan pada puncak resonansi (918,5 nm), panjang gelombang pusat (917,5 nm) dan penurunan resonansi (916,5 nm) dari Fano #1 hampir sama, kecuali sedikit perbedaan pada amplitudo medan (File tambahan 1:Gbr. S1). Dalam kasus Fano#2, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 4c, medan listrik sangat ditingkatkan dan arus perpindahan membentuk dua loop terbalik antara pusat superlattice dan superlattice tetangga dari PNS, menunjukkan mode resonansi TD sepanjang z sumbu. Selain itu, medan magnet Fano#2 sangat terlokalisasi di superlattice dengan arah sepanjang y sumbu, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 4d, menampilkan mode resonansi MD. Akibatnya, Fano#2 adalah konsekuensi langsung dari kopling resonansi dipol toroidal magnetik, yang sesuai dengan prediksi dekomposisi multipol medan jauh PNS. Juga, karena penggabungan dipol toroidal magnetik Fano#2, medan elektromagnetik dan arus perpindahan pada puncak resonansi (771,1 nm), panjang gelombang pusat (772,0 nm) dan penurunan resonansi (722,9 nm) Fano#2 menunjukkan hal yang serupa distribusi (File tambahan 1:Gambar S2).
Distribusi medan elektromagnetik dan arus perpindahan resonansi Fano dari superlattice PNS, bilah warna mewakili amplitudo medan, dan panah merah menunjukkan vektor medan atau vektor arus perpindahan. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c dengan = − 28 nm. a dan c Distribusi amplitudo medan listrik dan vektor arus perpindahan masing-masing Fano#1 dan Fano#2. b dan d Distribusi amplitudo medan magnet dan vektor medan magnet masing-masing Fano#1 dan Fano#2
Gambar 5 menunjukkan spektrum transmisi PNS sebagai fungsi jari-jari r lubang nano, dan parameter lainnya sama seperti Gambar 1c dengan = − 28 nm. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 5a, resonansi Fano pita ganda dapat dipertahankan sebagai r bervariasi dari 0 hingga nilai maksimum 67,5 nm, yaitu , lubang tetramerisasi bersinggungan satu sama lain dalam superlattice. Peningkatan radius lubang nano r meningkatkan gangguan permukaan PNS dan mengurangi indeks bias efektif (ERI) juga, menghasilkan peningkatan faktor-Q dan pergeseran biru resonansi Fano. Secara khusus, lokasi resonansi Fano#1 lebih sensitif terhadap variasi r , dan resonansi Fano pita ganda cenderung bergabung menjadi satu mode resonansi saat lubang tetramerisasi saling mendekat. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 5b, peningkatan r tidak hanya menggeser lokasi resonansi resonansi Fano tetapi juga meningkatkan FWHM mereka. Sebagai r meningkat dari 25 menjadi 45 nm, puncak resonansi Fano#1 dan Fano#2 bergeser biru dari 936,7 nm dan 793,2 nm menjadi 887,6 nm dan 743,8 nm; dan FWHM masing-masing ditingkatkan dari 0,8 nm dan 0,6 nm menjadi 6,8 nm dan 3,1 nm. Perhatikan peningkatan r juga meningkatkan kedalaman modulasi resonansi Fano, dan kedalaman modulasi 100% dapat diwujudkan sebagai r lebih besar dari 30 nm. Selain itu, dengan mengevaluasi pergeseran panjang gelombang puncak Fano yang dipengaruhi oleh parameter struktural PNS, ditunjukkan bahwa radius lubang nano r adalah parameter struktural paling sensitif untuk Fano#1 dan Fano#2 (File tambahan 1:Gambar S3). Oleh karena itu, variasi r memberikan pendekatan yang efektif untuk secara dinamis mengontrol kinerja resonansi dari resonansi Fano dual-band dari PNS.
a Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari radius r dari lubang nano. b Spektrum transmisi PNS untuk radius lubang nano yang berbeda r . Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c dengan = − 28 nm
Gambar 6 menunjukkan pengaruh simetri struktur pada respons transmisi PNS, di mana radius r' dari dua lubang nano bervariasi dari nol hingga bersinggungan satu sama lain, dan parameter lainnya sama seperti Gambar 1c dengan = − 28 nm. Seperti ditunjukkan pada Gambar. 6a, untuk superlattice dengan simetri cermin sepanjang x sumbu (arah medan listrik cahaya datang), sebagai jari-jari r dari dua lubang nano meningkat, lokasi resonansi resonansi dual-band Fano digeser biru karena penurunan ERI PNS, dan bandwidthnya diperluas karena peningkatan gangguan permukaan. Namun, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 6b, meskipun kedua resonansi Fano dapat dipertahankan dengan peningkatan r , dua resonansi Fano tambahan akan terjadi sebagai simetri cermin dari superlattice di sepanjang x poros rusak. Secara umum, melanggar simetri struktural di sepanjang x (y ) juga akan mematahkan simetri mode sepanjang x (y ) sumbu kisi periodik, dan mode non-degenerasi non-radiatif mampu berpasangan dengan radiasi luar karena komponennya yang merosot [47]. Oleh karena itu, fakta bahwa dua resonansi Fano tambahan hanya ada untuk struktur rusak simetri cermin di sepanjang x sumbu menunjukkan bahwa mereka disebabkan oleh mode non-degenerasi yang terganggu.
Pengaruh simetri struktur pada respon transmisi dari PNS. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c dengan = − 28 nm. Angka-angka sisipan menunjukkan diagram skema dari superlattice dari PNS. a Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari radius r dari dua lubang nano, di mana simetri struktural superlattice sepanjang x poros dipertahankan. b Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari radius r dari dua lubang nano, di mana simetri struktural superlattice sepanjang x poros rusak
Kami selanjutnya mengkarakterisasi kinerja resonansi PNS di bawah pengaruh sudut datang dan sudut polarisasi. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 7a, resonansi Fano pita ganda dari PNS kebal terhadap variasi sudut polarisasi karena C4 topologi simetris. Karena sudut polarisasi diubah dari 0 hingga 90°, yaitu dari x -polarisasi ke y -polarisasi, Fano#1 dan Fano#2 tetap sama. Namun, dalam kasus sudut datang, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 7b, meskipun Fano#1 juga tidak sensitif terhadap variasi sudut datang, Fano#2 digeser merah karena sudut datang menyimpang dari kejadian normal, dan resonansi Fano tambahan (Fano#3) terjadi karena penekanan peluruhan radiasi dari BIC yang dilindungi simetri dibatalkan pada kejadian yang tidak normal. Secara umum, jenis penekan peluruhan radiasi BIC ini terkait erat dengan interferensi destruktif antara medan radiasi yang dipancarkan dari dua mode bocor kontra-propagasi di salah satu dari dua tepi pita berhenti kisi periodik [48]. Catatan karena sambungan yang kuat antara Fano#2 dan Fano#3, jendela transparansi induksi yang sempit dapat dieksitasi di wilayah sekitar di antara keduanya.
a Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari sudut polarisasi. b Transmisi peta 2D dari PNS sebagai fungsi dari sudut datang. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c dengan = − 28 nm
Akhirnya, kami menunjukkan bahwa beberapa resonansi Fano dapat diperoleh dengan meningkatkan tinggi pelat H dari PNS. Gambar 8 menunjukkan peta transmisi 2D PNS sebagai fungsi H untuk struktur tidak menyusut (Δ = 0 nm) dan menyusut (Δ = − 28 nm). Seperti ditunjukkan pada Gambar. 8a, tidak ada resonansi Fano kecuali resonansi Fabry–Pérot (F–P) untuk PNS yang tidak menyusut karena H bervariasi. Menurut teori F–P, kondisi resonansi rongga F–P dari PNS yang tidak menyusut dapat ditulis sebagai:
$$\delta =(2\pi /\lambda ) \cdot H \cdot n_{eff} + \varphi =m\pi ,$$ (8)dimana δ adalah pergeseran fase, λ adalah panjang gelombang di ruang bebas, n eff adalah ERI pelat homogen ekivalen dari PNS, φ adalah fase tambahan dan m adalah bilangan bulat yang menunjukkan orde resonansi. Dengan menggunakan teori medium efektif [49], ERI PNS dapat diperkirakan sebagai:
$$n_{eff} =\sqrt {\frac{{\left[ {\left( {1 - f} \right)n_{a}^{2} + fn_{s}^{2} } \kanan] \left[ {fn_{a}^{2} + \left( {1 - f} \right)n_{s}^{2} } \right] + n_{s}^{2} }}{{2 \left[ {fn_{a}^{2} + \left( {1 - f} \right)n_{s}^{2} } \right]}}} ,$$ (9)dimana f adalah faktor pengisian PNS, dan f = 1 − 4π(r /Λ) 2 .
a Peta transmisi 2D PNS sebagai fungsi dari tinggi pelat H dengan = 0 nm, garis putus-putus putih adalah hasil dari model rongga F–P. b Peta transmisi 2D PNS sebagai fungsi dari tinggi pelat H dengan = − 28 nm. Parameter lainnya sama dengan Gbr. 1c
Dengan menggunakan Persamaan. (8) dan (9), lokasi resonansi F–P dari PNS yang tidak menyusut dapat dihitung sebagai λ F–P = 2π ·H·n eff /(mπ -φ ). Dalam perhitungan, meskipun fase tambahan φ tidak dapat diperlakukan sebagai konstanta karena jelas mempengaruhi pergeseran fasa δ , nilainya dapat diketahui dengan menggunakan metode pemasangan linier [50, 51]. Gambar 8a menunjukkan peta 2D transmisi PNS dengan = 0 nm, dan hasil teori F–P ditunjukkan oleh garis putus-putus berwarna putih. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 8a, garis putus-putus putih dari model rongga FP bertepatan dengan puncak transmisi PNS, memastikan bahwa resonansi FP-lah yang meningkatkan transmisi PNS yang tidak menyusut di wilayah spektral yang menarik. Namun, seperti yang ditunjukkan pada Gambar.8b, untuk PNS yang menyusut dengan = − 24 nm, lima resonansi Fano dengan faktor Q tinggi dieksitasi dan hidup berdampingan dengan resonansi F–P karena H bervariasi dalam kisaran 100–400 nm , resonansi Fano sangat kuat sehingga memisahkan resonansi F–P di daerah persilangan antara resonansi Fano dan F–P. Menurut teori pandu gelombang pelat, peningkatan ketebalan pelat kristal fotonik memastikan lebih banyak mode bocor yang dibatasi dalam struktur [32, 52]; dengan demikian, jumlah resonansi Fano dapat ditingkatkan hanya dengan meningkatkan ketebalan PNS. Perhatikan bahwa pergeseran lubang tetramerisasi tidak akan mengubah ERI PNS, sehingga lokasi resonansi F–P dipertahankan hampir sama untuk struktur yang tidak menyusut dan yang menyusut.
Resonansi Fano dual-band faktor-Q tinggi dapat diwujudkan dengan menggunakan arsitektur PNS yang relatif sederhana berdasarkan eksitasi QBIC ganda. Dengan mengecilkan atau memperluas empat lubang nano PNS di sepanjang diagonal superlattice, dua BIC yang dilindungi simetri dapat diubah menjadi resonansi Fano pita ganda dan lokasinya serta faktor-Q-nya dapat disetel secara fleksibel. Resonansi Fano dual-band dari PNS dihasilkan dari kopling resonansi antara dipol toroidal listrik atau dipol toroidal magnetik, dan korelasinya antara dekomposisi ganda medan jauh dan distribusi medan dekat superlattice diverifikasi. Resonansi Fano dual-band dari PNS memiliki fitur polarisasi-independen, dan fitur faktor-Q tinggi mereka kuat untuk variasi parameter geometris. Dengan meningkatkan ketinggian PNS, jumlah resonansi Fano faktor-Q tinggi dapat ditingkatkan karena lebih banyak mode bocor dapat didukung oleh struktur. Hasil kami memberikan lebih banyak kebebasan penyetelan untuk realisasi resonator faktor-Q tinggi dengan kinerja yang lebih baik, yang dapat memberikan langkah lebih lanjut dalam pengembangan penguat, penginderaan, dan fotonik nonlinier.
Kumpulan data yang digunakan dan/atau dianalisis selama studi saat ini tersedia dari penulis terkait atas permintaan yang wajar.
Faktor kualitas
Pelat lubang nano planar
Status terikat dalam kontinum
Inframerah dekat
Kuasi-BIC
Lebar penuh pada setengah maksimum
Dipol listrik
dipol magnet
Dipol toroidal
Kuadrupol listrik
Kuadrupol magnetik
Indeks bias efektif
Fabry–Pérot
bahan nano
ARTIKLUS DITULIS OLEH:DANIEL STONE | 20 Februari 2019 Dalam dunia otomatisasi, ada beberapa metode berbeda untuk menangani input dan output. Untuk aplikasi kecil, menggunakan relai mungkin merupakan metode yang paling hemat biaya. Namun, pada sistem yang lebih besar atau lebih kompleks, menggunak
Silinder kerja tunggal adalah jenis mesin piston yang menggunakan udara atau uap untuk menggerakkan mesin. Saat piston bergerak naik turun, ia memampatkan udara atau uap di dalam silinder, yang kemudian mengirimkan tenaga ke poros engkol. Silinder kerja tunggal paling sering digunakan pada mesin kec
Pelapisan bubuk adalah salah satu teknik finishing paling populer yang tersedia untuk logam, plastik, dan bahan lainnya. Ini tahan lama, hemat biaya, dan serbaguna. Memilih solusi pelapis bubuk daripada cat seringkali merupakan keputusan yang mudah untuk perusahaan fabrikasi dan manufaktur, tetapi
Gas pelindung juga disebut gas penutup, dapat membuat atau menghancurkan las. Gas-gas ini biasa digunakan dalam pengelasan busur, termasuk pengelasan MIG dan TIG. Gas digunakan untuk melindungi area las dari unsur-unsur (seperti oksigen dan uap air), yang dapat merusak atau mematahkan las. Melewatka
