Hoch-Q Dual-Band Fano-Resonanzen via duale gebundene Zustände im Kontinuum auf planarem Nanoloch-Slab

Abstract

In der Photonik ist es essenziell, hochqualitative (Q-Faktor) Resonanzen zu erreichen, um optische Bauelementleistungen zu verbessern. Hier demonstrieren wir, dass hoch-Q-Faktor duale-Band Fano-Resonanzen durch einen planaren Nanoloch-Slab (PNS) basierend auf Anregung dualer gebundener Zustände im Kontinuum (BICs) realisiert werden können. Durch Schrumpfen oder Expandieren der tetramerisierten Löcher des Supergitters des PNS können zwei symmetriegeschützte BICs in duale-Band Fano-Resonanzen überführt werden, und ihre Positionen sowie Q-Faktoren können flexibel abgestimmt werden. Physikalische Mechanismen für die duale-Band Fano-Resonanzen lassen sich als resonante Kopplungen zwischen elektrischen toroidalen Dipolen oder magnetischen toroidalen Dipolen interpretieren, basierend auf Fernfeld-Multipolzerlegungen und Nahfeldverteilungen des Supergitters. Die duale-Band Fano-Resonanzen des PNS besitzen polarisationsunabhängige Eigenschaft und überleben selbst bei signifikanter Änderung geometrischer Parameter, was sie für potenzielle Anwendungen geeigneter macht.

Einleitung

Die Verstärkung der Licht-Materie-Wechselwirkung, signifikant für Verbesserung optischer Bauelementleistungen, kann durch hoch-Q-Faktor-Resonanzen realisiert werden. Fano-Resonanz, charakterisiert durch asymmetrische Linienform und scharfes Spektralprofil, bietet effektiven Ansatz für hohe Q-Faktoren in optischen Metamaterialien und erhielt große Aufmerksamkeit. Im letzten Jahrzehnt wurde Fano-Resonanz in vielen nanoskaligen Oszillatorsystemen berichtet, ermöglicht durch plasmonische Nanostrukturen, wo Fano-Resonanz durch Oberflächenplasmonenresonanz an Metall-Dielektrikum-Grenzfläche angeregt wird. Obwohl metallische Metamaterialien vielversprechende Kandidaten für Lichtmanipulation sind, leidet Fano-Resonanz in plasmonischen Metamaterialien typischerweise unter niedrigem Q-Faktor im sichtbaren bis nahinfraroten (NIR) Spektralbereich aufgrund inhärenter ohmscher Verluste in Metall.

Andererseits bieten alldielektrische Metamaterialien starke Mie-Typ-Resonanzen mit induzierten Verschiebungsströmen ähnlich plasmonischer Metamaterialien, aber mit geringeren dissipativen Verlusten im sichtbaren bis NIR-Bereich. Die Energie des einfallenden Lichts kann in dielektrischen Nanostrukturen durch Anregung elektrischer und/oder magnetischer Dipolresonanzen hochlokalisiert werden, was dissipative Verluste reduziert und große resonante Verstärkung sowohl elektrischer als auch magnetischer Felder erreicht. In jüngerer Zeit haben gebundene Zustände im Kontinuum (BICs) sich als vielversprechendstes Schema für hohe-Q-Faktor-Antworten in alldielektrischen Metamaterialien herauskristallisiert. BICs liegen im kontinuierlichen Spektrum ausgedehnter Zustände, bleiben aber kontraintuitiv perfekt im Raum lokalisiert mit theoretisch unendlicher Lebensdauer. Obwohl BICs aus dem kontinuierlichen Spektrum aufgrund nicht-strahlender Eigenschaft nicht beobachtbar sind, können hoch-Q-Faktor Fano-Resonanzen erreicht werden, wenn BICs in Quasi-BICs (QBICs) transformiert werden. Potenzielle Anwendungen umfassen gerichtetes Lasern, optische Filter, nichtlineare Frequenzkonversion, ultrasensitive Sensoren und optische Wirbelstrahlen.

Generell ist BIC-Bildung stark an Symmetrien (in-plane und vertikale Symmetrie) der photonischen Struktur gebunden aufgrund ihrer interferentiellen Natur. Spezifisch können BICs durch schrägen Einfall oder symmetriebrechende Nanostrukturen gestört werden, und QBICs realisieren sich, wenn der Strahlungskanal zwischen Eigenzuständen und Freiraum geöffnet wird. Die meisten dielektrischen Nanostrukturen zur Anregung von QBICs mit hohem Q-Faktor sind jedoch kompliziert: asymmetrische Nanokreuze, Nanoringe, Nanobalken, Nanostäbe – herausfordernd in Fertigung wegen Anforderung tiefsubwelliger Schlitze oder Nanolöcher. Andere Nanostrukturen wie umgeformte Rechteckbalken haben erhöhte scharfe Kanten, was präzise Fertigung durch konventionelle Lithografie erschwert, was Q-Faktor und Resonanzlebensdauer durch Öffnung zusätzlicher Leckkanäle reduziert. Auch gekippte Nanobalken haben Schwierigkeiten bei präziser Orientierungskontrolle mit tiefsubwelligen Abständen. In Anwendungen ist es sinnvoll, BICs und hoch-Q-Faktor Fano-Resonanzen mit alldielektrischen Metamaterialien einfacherer Architektur wie nanostructurierten planaren Slabs zu realisieren. Zudem sind multiple Fano-Resonanzen nützlich für Anwendungen wie multiband Harmonischen-Generierung, multikanal Sensieren und Lichtemission. Daher besteht signifikanter Vorteil, hoch-Q-Faktor multiple Fano-Resonanzen mit vergleichsweise einfacher Architektur basierend auf QBIC-Anregung zu erreichen.

In dieser Arbeit wird ein neuartiger planarer Nanoloch-Slab (PNS) aus tetramerisierten Löchern vorgeschlagen, um hoch-Q-Faktor duale-Band Fano-Resonanzen zu erreichen. Durch Schrumpfen oder Expandieren der tetramerisierten Löcher entlang der Diagonalen des Supergitters werden zwei QBICs angeregt und die Positionen der beiden Fano-Resonanzen sowie ihre Q-Faktoren flexibel abgestimmt. Fernfeld-Multipolzerlegungen und Nahfeldverteilungen des Supergitters werden durchgeführt, um resonante Merkmale des PNS zu enthüllen, was zeigt, dass duale-Band Fano-Resonanzen aus resonanter Kopplung zwischen elektrischen toroidalen Dipolen oder magnetischen toroidalen Dipolen resultieren. Die duale-Band Fano-Resonanzen des PNS besitzen polarisationsunabhängiges Merkmal und überleben selbst bei signifikanter Änderung geometrischer Parameter, was sie für potenzielle Anwendungen geeigneter macht.

Methoden

Gitterstruktur und Design

Abb. 1 zeigt schematische Geometrie des vorgeschlagenen PNS und seine Transmissionsspektren. Der PNS besteht aus vier Nanoloechern, die geschrumpft (Δ < 0) oder expandiert (Δ > 0) werden können mit Verschiebedistanz Δ entlang der Diagonalen des Supergitters; Δ = 0 entspricht einfachem Gitter mit halbierter Periode, wo jedes Nanoloch im Zentrum eines Viertelbereichs des Supergitters liegt. Periode und Höhe des PNS sind Λ und H; Nanolochradius r. Brechindex des PNS n_s = 3,2, Hintergrund Luft n_a = 1. Abb. 1c zeigt Spektren des PNS als Funktion von Δ, beleuchtet von normal einfallendem x-polarisiertem Licht. Spektren und elektromagnetische Feldverteilungen wurden mit COMSOL Multiphysics (Finite-Elemente-Methode) berechnet. Wie in Abb. 1c gezeigt, gibt es keine Fano-Resonanz für nicht-geschrumpften PNS mit Δ = 0. Doch zwei Fano-Resonanzen mit 100 % Modulations Tiefe (definiert als Transmissionsdifferenz zwischen Fano-Peak und -Dip) können durch leichtes Schrumpfen oder Expandieren der Nanoloecher erzielt werden. Im Vergleich zur Transmissionsantwort des nicht-geschrumpften PNS variiert die Antwort des geschrumpften PNS abrupt, während Seitenbänder fast gleich bleiben.

Abb. 1. a) Perspektivische Ansicht des PNS. b) Draufsicht: vier Nanoloecher schrumpfen (Δ < 0) oder expandieren (Δ > 0) entlang Diagonalen des Supergitters. c) Transmissionsspektren des PNS als Funktion von Δ. Parameter: Λ = 350 nm, r = 35 nm, H = 175 nm.

Um die Evolution der duale-Band Fano-Resonanzen durch Schrumpfen/Expandieren der tetramerisierten Löcher klar darzustellen, zeigt Abb. 2a Transmissions-2D-Karte des PNS als Funktion von Δ. Wie in Abb. 2a sichtbar, treten zwei BICs im interessierenden Wellenlängenbereich bei Δ = 0 auf; ähnliches Phänomen dualer BICs wurde zuvor in dual-Gitter-Metamembranen und Split-Ring-Resonatoren berichtet. Für Δ ≠ 0 werden duale-Band Fano-Resonanzen realisiert, da BICs durch Symmetriebrechung des PNS zu QBICs induziert werden – von Zentrosymmetrie des einfachen Gitters zur vierfachen Drehsymmetrie (C₄) des Supergitters. Da C₄-Symmetrie erhalten bleibt, wenn tetramerisierte Löcher entlang Diagonalen geschrumpft/expandiert werden, sind Transmissionsspektren für gleichen Betrag |Δ| identisch. Prinzipiell reduziert Schrumpfen/Expandieren die Fläche der ersten Brillouin-Zone des PNS, da Elementarzelle vom einfachen Gitter zum Supergitter wechselt; symmetriegeschützte BICs können bei Normalenfall durch Einführung von Oberflächenstörung und Brillouin-Zonen-Faltung angeregt werden. Allgemein zeigt Q-Faktor einer symmetriegeschützten BIC inverse quadratische Abhängigkeit vom Asymmetriegrad δ basierend auf Störungstheorie:

Q_fit = κ · cS / (ω · δ²) (Gleichung 1), wobei κ Proportionalitätskonstante, S Supergitterfläche, ω Winkelgeschwindigkeit, Asymmetrieparameter δ = √2 Δ/Λ.

Abb. 2. a) Transmissions-2D-Karte des PNS als Funktion von Δ entlang Diagonalen des Supergitters. b) und c) Q-Faktor und Fitting-Ergebnis von Fano#1 und Fano#2. Andere Parameter wie Abb. 1c.

Abb. 2b, c zeigen Q-Faktor und Fitting-Ergebnis von Fano#1 und Fano#2. Q-Faktor berechnet als Verhältnis Resonanzwellenlänge λ_r zu FWHM Δλ (Wellenlängenbereich zwischen Peak und Dip). Fitting-Ergebnisse mittels Gleichung 1. Wie gezeigt, werden divergente Trajektorien des PNS, wo Q-Faktoren bei Δ = 0 gegen Unendlich divergieren, durch inverse Quadrat-Relation validiert. Exzellente Fitting-Ergebnisse; leichte Abweichung bei größerer Asymmetrie wegen Abweichung von winziger Störungsannahme in Gleichung 1. Signifikanter Vorteil des PNS: Position und Q-Faktor der duale-Band Fano-Resonanzen können durch Schrumpfen/Expandieren der tetramerisierten Löcher maßgeschneidert werden, was dynamische Kontrolle der resonanten Leistungen hoch-Q-Faktor multipler Fano-Resonanzen erleichtert.

Physikalische Mechanismen und Interpretation

Um Einblick in den Ursprung der duale-Band Fano-Resonanzen durch Schrumpfen/Expandieren der tetramerisierten Löcher zu gewinnen, zerlegen wir Fernfeldstrahlung von BIC und Fano-Resonanz in Beiträge verschiedener Multipolkomponenten. Multipolmomente können basierend auf Verschiebungsstromdichte j im Supergitter des PNS berechnet werden (Gleichungen 2–6). Dabei sind P, M, T, Q^(e), Q^(m) Momente von elektrischem Dipol (ED), magnetischem Dipol (MD), toroidalem Dipol (TD), elektrischem Quadrupol (EQ), magnetischem Quadrupol (MQ); c Lichtgeschwindigkeit, α, β = x, y, z. Ladungsdichte ρ wurde via Ladungserhaltung iωρ + ∇·j = 0 durch Verschiebungsstromdichte j ersetzt. Bei harmonischer Anregung ~ exp(iωt) kann Streuleistung induzierter Multipolmomente zum Fernfeld als Gleichung 7 geschrieben werden.

Abb. 3 zeigt Streuleistung verschiedener Multipole des PNS für verschiedene Δ, andere Parameter wie Abb. 1c. Für Δ = 0 dominieren ED und MD und sind nicht resonant im interessierenden Wellenlängenbereich. Durch Schrumpfen/Expandieren der Nanoloecher mit |Δ|≠ 0 werden duale-Band Fano-Resonanzen durch Anregung resonanter Dipolmoden realisiert. Um wichtige Rollen resonanter Dipolmoden bei beobachteten duale-Band Fano-Resonanzen klar zu sehen, zeigen Abb. 3e, f normierte Streuleistung verschiedener Multipole mit Δ = −28 nm um Fano#1 und Fano#2. Wie Abb. 3e: Dominante resonante Moden sind ED und TD um Fano#1; Fano#1 ist direkte Folge resonanter Kopplung elektrischer toroidaler Dipole. Insbesondere ED und TD werden an der resonanten Spitze (918,5 nm) von Fano#1 auf vergleichbare Größenordnung verstärkt; somit wird 100 % Transmission durch destruktive Interferenz zwischen ED und TD erzielt. Am resonanten Dip (916,5 nm) wird Reflexion maximiert und Transmission geht gegen null durch verstärkte Streuung von ED und TD. Ähnlich zeigt Abb. 3f: Fano#2 entsteht aus resonanter Kopplung magnetischer toroidaler Dipole; seine Spitze (771,1 nm) zeigt destruktive Interferenz zwischen MD und TD, sein Dip (772,9 nm) assoziiert mit verstärkter Streuung von MD und TD. Aufgrund starker Kopplung elektrischer oder magnetischer toroidaler Dipole sind resonante Moden robust für beide Fano#1 und Fano#2, selbst wenn Δ variiert.

Streuleistung der kartesischen ED, MD, TD, EQ, MQ für a) Δ=0, b) Δ=−14 nm, c) Δ=−28 nm, d) Δ=−42 nm. e) und f) Normierte Streuleistung verschiedener Multipole mit Δ=−28 nm um Fano#1 und Fano#2.

Um Transmissionsantwort duale-Band Fano-Resonanzen im Fernfeld mit Anregungen induzierter Multipolmomente zu verknüpfen, werden Verteilungen elektromagnetischer Felder und Verschiebungsströme der Fano-Resonanzen des Supergitters des PNS in Abb. 4 gezeigt. Abb. 4a, b: Elektrisches Feld von Fano#1 ist gut im Supergitter konfiniert mit Verschiebungsstrom entlang x-Achse, was ED-resonante Mode anzeigt. Zudem bildet Verschiebungsstrom von Fano#1 zwei umgekehrte Schleifen zwischen Zentrum und Kanten des Supergitters, und magnetisches Feld bildet Schleife in yz-Ebene, entsprechend TD-Resonanzmode entlang x-Achse. Daher entsteht Fano#1 aus resonanter Kopplung zwischen ED und TD Moden, konsistent mit Multipolzerlegungsvorhersagen. Tatsächlich sind aufgrund resonanter Merkmale elektrischer toroidaler Dipole von Fano#1 die Verteilungen bei resonanter Spitze (918,5 nm), Zentralwellenlänge (917,5 nm) und resonanter Dip (916,5 nm) fast identisch, abgesehen von leichter Amplitudendifferenz (Zusatzdatei 1: Abb. S1). Für Fano#2 zeigt Abb. 4c: Elektrisches Feld stark verstärkt, Verschiebungsstrom bildet zwei umgekehrte Schleifen zwischen Zentrum des Supergitters und benachbartem Supergitter, was TD-Resonanzmode entlang z-Achse anzeigt. Zudem ist magnetisches Feld von Fano#2 stark im Supergitter lokalisiert mit Richtung entlang y-Achse (Abb. 4d), was MD-resonante Mode zeigt. Folglich ist Fano#2 direkte Folge resonanter Kopplung magnetischer toroidaler Dipole, in Übereinstimmung mit Multipolzerlegungsvorhersage. Auch hier zeigen Verteilungen bei Spitze (771,1 nm), Zentralwellenlänge (772,0 nm), Dip (722,9 nm) ähnliche Muster (Zusatzdatei 1: Abb. S2).

Verteilungen elektromagnetischer Felder und Verschiebungsströme der Fano-Resonanzen des Supergitters des PNS. Farbleiste: Feldamplitude; rote Pfeile: Feldvektor oder Verschiebungsstromvektor. Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm. a) und c) Elektrisches Feldamplitude und Verschiebungsstromvektor von Fano#1 und Fano#2. b) und d) Magnetisches Feldamplitude und Magnetfeldvektor von Fano#1 und Fano#2.

Ergebnisse und Diskussion

Abb. 5 zeigt Transmissionsspektren des PNS als Funktion des Nanolochradius r, andere Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm. Wie Abb. 5a: Dual-Band Fano-Resonanzen bleiben erhalten, während r von 0 bis maximal 67,5 nm variiert (tetramerisierte Löcher tangential im Supergitter). Erhöhung von r erhöht Oberflächenstörungen des PNS und verringert effektiven Brechindex (ERI), was Q-Faktor erhöht und Fano-Resonanzen blauverschiebt. Speziell ist resonante Position von Fano#1 empfindlicher auf r-Variation; duale-Band Fano-Resonanzen tendieren zu verschmelzen, wenn tetramerisierte Löcher sich annähern. Abb. 5b: Erhöhung von r blauverschiebt nicht nur resonante Positionen, sondern erhöht auch FWHMs. Bei r-Erhöhung von 25 auf 45 nm blauverschieben sich resonante Peaks von Fano#1 und Fano#2 von 936,7 nm und 793,2 nm auf 887,6 nm und 743,8 nm; FWHMs steigen von 0,8 nm und 0,6 nm auf 6,8 nm und 3,1 nm. Erhöhung von r verbessert auch ModulationsTiefe; 100 % ModulationsTiefe ab r > 30 nm. Zudem ist Nanolochradius r der empfindlichste Strukturparameter für beide Fano#1 und Fano#2 (Zusatzdatei 1: Abb. S3). Variation von r bietet effektiven Ansatz zur dynamischen Kontrolle resonanter Leistungen duale-Band Fano-Resonanzen des PNS.

a) Transmissions-2D-Karte des PNS als Funktion von r. b) Transmissionsspektren für verschiedene r. Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm.

Abb. 6 zeigt Einflüsse der Struktur-Symmetrie auf Transmissionsantworten des PNS, wo Radius r' zweier Nanoloecher von null bis tangential variiert wird, andere Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm. Abb. 6a: Für Supergitter mit Spiegel-Symmetrie entlang x-Achse (Richtung elektrisches Feld einfallenden Lichts) blauverschieben resonante Positionen duale-Band Fano-Resonanzen mit zunehmendem r' wegen ERI-Abnahme; Bandbreiten verbreitern wegen erhöhter Oberflächenstörungen. Abb. 6b: Obwohl zwei Fano-Resonanzen bei zunehmendem r' erhalten bleiben, treten zwei zusätzliche Fano-Resonanzen auf, wenn Spiegel-Symmetrie entlang x-Achse gebrochen wird. Generell bricht Brechen der Struktursymmetrie entlang x (y) Achse auch Symmetrie der Mode entlang x (y) Achse eines periodischen Gitters; nicht-strahlende nicht-degenerierte Mode kann an Außenstrahlung koppeln aufgrund degenerierter Komponente. Daher zeigt Tatsache, dass zwei zusätzliche Fano-Resonanzen nur für spiegel-symmetrie-gebrochene Struktur entlang x-Achse auftreten, dass sie auf gestörte nicht-degenerierte Moden zurückzuführen sind.

Einflüsse der Symmetrie auf Transmissionsantworten des PNS. Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm. Einfügungen: Schematik des Supergitters. a) Transmissions-2D-Karte bei erhaltener Spiegel-Symmetrie entlang x. b) Transmissions-2D-Karte bei gebrochener Spiegel-Symmetrie entlang x.

Wir charakterisierten weiterhin resonante Leistungen des PNS unter Einfluss von Einfallswinkel und Polarisationwinkel. Abb. 7a: Dual-Band Fano-Resonanzen des PNS sind immun gegen Polarisationwinkel-Variation wegen C₄-symmetrischer Topologie. Änderung von 0° auf 90° (x- auf y-Polarisation) lässt Fano#1 und Fano#2 unverändert. Bei Einfallswinkel (Abb. 7b): Fano#1 auch unempfindlich; Fano#2 rotverschiebt bei Abweichung von Normalenfall, und zusätzliche Fano-Resonanz (Fano#3) tritt auf, da Strahlungszerfalls-Unterdrückung symmetriegeschützter BIC bei schrägem Einfall aufgehoben wird. Generell ist diese Art Strahlungszerfalls-Unterdrückung eng verwandt mit destruktiver Interferenz zwischen emittierten Strahlungsfeldern zweier gegenläufiger Leckmoden an einer der beiden Kanten des Stop-Bandes periodischer Gitter. Aufgrund starker Kopplung zwischen Fano#2 und Fano#3 kann ein schmales induziertes Transparenzfenster im Übergangsbereich angeregt werden.

a) Transmissions-2D-Karte als Funktion Polarisationwinkel. b) Transmissions-2D-Karte als Funktion Einfallswinkel. Parameter wie Abb. 1c mit Δ = −28 nm.

Schließlich zeigten wir, dass multiple Fano-Resonanzen durch Erhöhung der Slab-Höhe H des PNS erzielt werden können. Abb. 8 zeigt Transmissions-2D-Karte des PNS als Funktionen von H für nicht-geschrumpft (Δ = 0 nm) und geschrumpft (Δ = −28 nm). Abb. 8a: Keine Fano-Resonanz außer Fabry-Pérot (F-P) Resonanzen für nicht-geschrumpften PNS bei H-Variation. Nach F-P-Theorie kann Resonanzbedingung des F-P-Hohlraums des nicht-geschrumpften PNS geschrieben werden als Gleichung 8. Mit Effektivmedium-Theorie kann ERI des PNS geschätzt werden (Gleichung 9), wobei Füllfaktor f = 1 − 4π(r/Λ)².

a) Transmissions-2D-Karte als Funktion H mit Δ = 0 nm; weiße Strichlinien: F-P-Hohlraummodell. b) Transmissions-2D-Karte als Funktion H mit Δ = −24 nm. Parameter wie Abb. 1c.

Mithilfe Gleichungen 8 und 9 können F-P-Resonanzpositionen des nicht-geschrumpften PNS berechnet werden: λ_F-P = 2π·H·n_eff/(mπ−φ). In Berechnung kann zusätzlicher Phase φ nicht als Konstante behandelt werden, da sie Phasenverschiebung δ evident beeinflusst; ihre Werte können via linearer Fitting-Methode ermittelt werden. Abb. 8a zeigt Transmissions-2D-Karte mit Δ = 0 nm; weiße Strichlinien des F-P-Modells fallen mit Transmissionspeaks des PNS zusammen, bestätigend dass F-P-Resonanz Transmission des nicht-geschrumpften PNS im spektralen Interessenbereich erhöht. Abb. 8b: Für geschrumpften PNS mit Δ = −24 nm werden fünf hoch-Q-Fano-Resonanzen angeregt und koexistieren mit F-P-Resonanzen bei H-Variation 100–400 nm; Fano-Resonanzen sind so stark, dass sie F-P-Resonanzen im Kreuzungsbereich spalten. Nach Slab-Wellenleiter-Theorie sichert Erhöhung der Dicke des photonischen Kristall-Slabs mehr Leckmoden, die in Struktur gebunden sind; somit kann Anzahl hoch-Q-Fano-Resonanzen durch bloße Erhöhung der PNS-Dicke erhöht werden. Beachte: Verschiebung der tetramerisierten Löcher ändert ERI des PNS nicht, somit bleiben F-P-Resonanzpositionen für beide Strukturen fast gleich.

Fazit

Hoch-Q-Faktor duale-Band Fano-Resonanzen können durch vergleichsweise einfache Architektur des PNS basierend auf Anregung dualer QBICs realisiert werden. Durch Schrumpfen oder Expandieren vier Nanoloecher des PNS entlang Diagonalen des Supergitters können zwei symmetriegeschützte BICs in duale-Band Fano-Resonanzen transformiert werden, und ihre Positionen sowie Q-Faktoren flexibel abgestimmt werden. Die duale-Band Fano-Resonanzen des PNS resultieren aus resonanter Kopplung zwischen elektrischen toroidalen Dipolen oder magnetischen toroidalen Dipolen, und ihre Korrelationen zwischen Fernfeld-Multipolzerlegungen und Nahfeldverteilungen des Supergitters sind verifiziert. Die duale-Band Fano-Resonanzen besitzen polarisationsunabhängiges Merkmal, und ihre hoch-Q-Faktor-Eigenschaften sind robust gegen Variationen geometrischer Parameter. Durch Erhöhung der PNS-Höhe kann Anzahl hoch-Q-Fano-Resonanzen verbessert werden, da mehr Leckmoden von der Struktur unterstützt werden. Unsere Ergebnisse geben mehr Abstimmfreiheiten für Realisierung hoch-Q-Faktor-Resonatoren mit besseren Leistungen, was einen weiteren Schritt in Entwicklung von Lasern, Sensoren und nichtlinearer Photonik darstellen mag.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf vernünftige Anfrage beim korrespondierenden Autor erhältlich.

Abkürzungen

Q-Faktor:

Qualitätsfaktor

PNS:

Planarer Nanloch-Slab

BICs:

Gebundene Zustände im Kontinuum

NIR:

Nahinfrarot

QBICs:

Quasi-BICs

FWHM:

Vollbreite bei halber Maximale

ED:

Elektrischer Dipol

MD:

Magnetischer Dipol

TD:

Toroidaler Dipol

EQ:

Elektrisches Quadrupol

MQ:

Magnetisches Quadrupol

ERI:

Effektiver Brechindex

F-P:

Fabry-Pérot