Experimentell förverkligande av en öppen kavitet | vetenskapliga rapporter

Experimentell förverkligande av en öppen kavitet | vetenskapliga rapporter

Anonim

ämnen

  • Tillämpad fysik
  • Elektrisk och elektronisk teknik
  • metamaterial
  • Fotoniska kristaller

Abstrakt

Designen och experimentell demonstration av ett öppet hålrum i mikrovågsregionen presenteras. Resonansbetingelsen uppnås genom annullering av ljusvägar i positiva och negativa brytningsindexmaterial. Det positiva indexmaterialet är en strukturerad aluminiumyta som uppbär ett falskt plasmon-läge och det negativa indexmaterialet är en fotonisk kristall tillverkad av aluminiumoxid. En resonans topp observeras i det uppmätta spektrumet vid vilket den elektriska fältfördelningen överensstämmer med numerisk simulering.

Introduktion

Drivet av potentiella tillämpningar i superlinser och andra nya fenomen 1, 2, 3 har fotoniska kristaller med negativ refraktion studerats omfattande 3, 4, 5 . I allmänhet finns det två principer för att uppnå fotoniska kristaller med negativ brytning. Man utnyttjar den negativa grupphastigheten nära mitten av Brillouin-zonen (Γ) där fas- och grupphastigheterna har motsatta tecken. Eftersom lika frekvenskonturen (EFC) är nära cirkulär kan ett effektivt index n eff definieras, så att den fotoniska kristallen beter sig som ett isotropiskt, enhetligt, vänsterhänt material i ett specifikt frekvensområde 4 . Den andra metoden använder bandstrukturen i kanten av Brillouin-zonen där EFC är konvex 6 . Det finns inget negativt effektivt index som kan definieras i detta fall. Ett liknande beteende kan också hittas vid de så kallade ”spoof plasmon” ytvågorna på strukturerade metallytor 7 .

En speciell tillämpning för fotoniska kristaller med ett negativt effektivt index är ett öppet hålrum, ett hålrum utan reflekterande väggar. I en strålspårningsvy uppnås resonansvillkoret genom att anordna växlande positiva index- och negativindexmaterialkilar med minimal gränssnittsreflektion så att de positiva och negativa ljusbanorna avbryter varandra och bildar ett öppet hålrum med hög kvalitet faktor 8 9, 10, 11 . Öppna håligheter lovar i applikationer som avkänning eller snörning där stark interaktion mellan ljusmaterial kan uppnås genom den stora överlappningen av resonansläget och det intressanta materialet (mätningar, förstärkningsmaterial etc.). Så vitt vi vet har det emellertid fortfarande inte gjorts något experimentellt förverkligande av öppna håligheter i varken mikrovågsugn eller det optiska området. I detta arbete demonstrerar vi experimentellt en öppen hålighet i mikrovågsugn med en hybrid av fotonisk kristall och spoof plasmon-struktur.

Resultat

Det konstruerade öppna hålrummet visas i figur 1 (a). Ett triangulärt gitter av hexagonala hål som borras på en perfekt metallyta används som det positiva indexmaterialet. Strukturens dimensioner visas i figur 1 (b). Förutom strukturen som visas i figur 1 (a) är ett metallhölje hängande över det öppna hålrummet. Syftet kommer att förklaras senare. För att underlätta tillverkning och mätning väljs gitterkonstanten till = 13, 0 mm. Från det beräknade TM (elektriska fältet polariserat vinkelrätt mot metallytan) banddiagram i figur 1 (d) kan man se att ett falskt plasmonytläge med ett effektivt index något över 1 stöds. Det negativa indexmaterialet, som visas i figur 1 (c), har samma struktur och dimensioner förutom att ett dielektriskt (aluminiumoxid, e = 9. 0) fotoniskt kristallskikt med hexagonala hål placeras ovanpå metallytan. Banddiagrammet för det negativa indexmaterialet ritas i figur 1 (d) som blå prickar. Det kan ses att det andra bandet dras ned av närvaron av den dielektriska strukturen och överlappar det första bandet av det positiva indexmaterialet vid den normaliserade frekvensen omkring 0 . 4 c / a (c är ljusets hastighet i vakuum.) EFC: erna för band i området för överlappande frekvenser (visas i figur 1 (e)) är nära isotropiska, vilket indikerar att ett effektivt index kan definieras i det frekvensfönstret. Även grupphastigheten (lutningsdiagrammets gradient) är i motsatt riktning för vågvektorn, vilket indikerar att det definierade effektiva indexet är negativt.

(a) Perspektivvy av det utformade öppna hålrummet. En del av de dielektriska plattorna lyfts upp lite för att visa den undre metallstrukturen. Insatsen visar mitten av kaviteten och gränssnittet mellan de positiva och negativa indexmaterialen. Röda och blå pilar är ljusvägarna i positiva och negativa indexmaterial, vilket ger en strålspårningsvy. (b) Schematiskt diagram för den positiva indexstrukturen. (c) Schematiskt diagram för den negativa indexstrukturen. (d) Banddiagram för positiva index (röda) och negativa index (blå) enhetsceller. Den grå streckade kurvan är ljuskotten för luft. Det gula området är där de två banden överlappar varandra. De små prickarna är lägena i ljuskonen. Γ, M, K är hög symmetri-punkter i den oreducerbara Brillouin-zonen i det sexkantiga gitteret, som visas i insatsen. (e) EFC: er för det positiva index (röda) och negativa index (blå) band i det överlappande området. Den normaliserade frekvensen för den positiva indexbandskurvan är 0 . 400 c / a och de normaliserade frekvenserna för det negativa indexbandet visas i figuren.

Bild i full storlek

Även om båda strukturerna stöder ytlägen med matchande effektiva index med motsatta tecken, garanteras inte kopplingen mellan dessa lägen och förekomsten av öppen kavitetsresonans. Symmetrierna för lägena måste matchas för att uppnå en hög transmission 9 . De kontinuerliga lägena i luftens ljuskotte måste också beaktas. Figur 2 visar den negativa brytningsprocessen vid gränssnittet mellan det positiva indexmaterialet (PIM) och det negativa indexmaterialet (NIM). När brytning inträffar bevaras den parallella komponenten i vågvektorn. Förutom det negativa indexläget på EFC (blå prick), uppfyller även de läckande lägena i luftens ljuskotte (lila streckad linje) detta villkor. Dessa lägen har ω> k och kommer att spridas till det fria utrymmet. Eftersom det positiva indexläget uppvisar ett beteende som i stort sett liknar det hos en plan våg, kan dessa läckande lägen också upphetsas längs det negativa brytningsläget under förutsättning att modmatchning och symmetrikrav uppfylls. Således är förlusten vid brytningsgränssnittet stor. Efter applicering av ett metallskydd ovanför strukturen kan utrymmet mellan den spårade metallytan och bottenytan på metallskyddet anses vara en plattvågledare. I området där ω> k kan sålunda endast de separata vågledarlägena snarare än de kontinuerliga fria rymdlägena existera, vilket indikeras av de små punkterna i figur 1 (d). Genom att justera parametrarna kan bandstrukturen stämmas så att i de intressanta frekvenserna de positiva effektiva indexlägena bara kan kopplas till de negativa effektiva indexlägena, såsom indikeras i det gula överlappningsområdet i figur 1 (d). Positionen för avslutningen av gitteret vid gränssnittet mellan de två materialen påverkar också transmissionen 10, 12 . Således skärs cellerna vid kanten av de dielektriska kilarna vid ett specifikt läge, såsom illustreras i inlägget i figur 1 (a). Spalthöjden h mellan metallytan och metallhöljet är fixerat till 0 . 51a = 6, 63 mm.

Den röda cirkeln är EFC för ett isotropiskt positivt indexmaterial, och den blå kurvan är EFC för ett isotropiskt negativt indexmaterial. Den vertikala streckade linjen är en indikation för gränssnittet mellan de två materialen. Den horisontella prickade linjen är platsen för spetsen på vågvektorerna med en konstant parallell komponent. Den grå fasta skivan är tvärsnittet av luftkonen vid den givna frekvensen. Den purpurfärgade streckade linjen är lägena i luftkonen som kan vara upphetsade under brytningsprocessen.

Bild i full storlek

Den simulerade fältintensiteten visas i figur 3 (a). Frekvensen och kvalitetsfaktorn för läget extraheras 13 för att vara f = 0 . 4030 c / a , vilket motsvarar 9 . 294 GHz och Q = 814. Resonansfrekvensen är inte vid det exakta värdet där de absoluta värdena för det positiva och negativa effektiva indexet är lika med varandra. Detta kan orsakas av inställningen av den fotoniska kristallgitterens avslutning vid gränssnittet, vilket något modifierar ljusbanan och påverkar fasen. Antalet perioder av den fotoniska kristallen har ett litet inflytande på kvalitetsfaktorn för läget, vilket är förståeligt eftersom fältet till stor del är begränsat till runt kavitetscentret.

(a) Elektriskt fältintensitet | E | 2 . (b) En tidsbild av det elektriska fältet E z .

Bild i full storlek

Figur 4 visar det tillverkade provet och den experimentella installationen. Detaljer för experimentet finns i avsnittet "Metoder". Eftersom den uppmätta parametern S 21 är proportionell mot det elektriska fältet, planeras de uppmätta elektriska fälten som S 21 med en godtycklig enhet. Den uppmätta intensiteten för det elektriska fältet visas i figur 5 (a) och det uppmätta elektriska fältet i en specifik fas visas i figur 5 (b) (det beräknade fältet i figur 3 (b) är vid en tidpunkt som väljs för att matcha Figur 5 (b)). Det kan ses att det elektriska fältet koncentrerar sig runt mitten och visar ett mönster som liknar de beräknade resultaten i figur 3, vilket indikerar förekomsten av ett resonansläge. Fältets spektrum i en position nära kavitetscentret mäts och plottas i figur 5 (c), där en resonans topp tydligt ses. Toppfrekvensen är 9 . 415 GHz och halvbreddets fulla bredd (FWHM) för toppen är 0 . 013 GHz. Följaktligen beräknas kvalitetsfaktorn för läget till f / Δ f = 724. Skillnaderna mellan de beräknade och uppmätta frekvenserna och kvalitetsfaktorerna kan orsakas av fel vid montering av provet, fel i parallellen mellan provet och metallen täckning och skillnaden mellan realistiska och teoretiska materialtillstånd. Den uppmätta intensiteten har också ett asymmetriskt mönster jämfört med det för det beräknade resultatet, vilket kan orsakas av att de fel som nämnts ovan bryter symmetrin i strukturen.

(a) Ett fotografi av det tillverkade provet med den omgivande absorbenten och kabeln som ansluter källsonden (under provet). Detektorproben och metallhöljet visas inte på bilden. (b) Sidvy av den experimentella installationen. De blå och röda pilarna indikerar vågledarläget och ytläget upphetsat vid kanten av aluminiumplattan.

Bild i full storlek

(a) Elektriskt fältintensitet vid resonansfrekvensen, överlagrad med den dielektriska strukturen. Detektorns läge är på metallytans bottenyta. (b) Elektriskt fält i en specifik fas, överlagrad med den dielektriska strukturen. (c) Uppmätt spektrum nära mitten av kaviteten.

Bild i full storlek

Diskussion

För att verifiera att resonansen verkligen orsakas av annullering av ljusbanorna i de positiva och negativa indexmaterialen ändrar vi de effektiva indexen för de positiva och negativa indexmaterialen genom att ställa in gaphöjden h . En serie mätningar med olika värden på h utfördes. De uppmätta modfrekvenserna och kvalitetsfaktorerna ritas i figur 6 (a). Eftersom det exakta värdet på h inte kan erhållas i vår installation är tomtens x-axel skillnaden mellan gaphöjden Δ h med avseende på den optimala höjden som ger ett läge med den största kvalitetsfaktorn (de uppmätta resultaten som visas ovan är för detta fall). Figuren visar att resonansfrekvensen ökar med ökande värden på h och kvalitetsfaktorn sjunker gradvis medan h avviker från det optimala värdet. En liknande trend kan ses i det simulerade resultatet i figur 6 (b). Den ökande resonansfrekvensen med ökande h kan förstås genom att betrakta provet tillsammans med toppskyddet som en MIM (metallisolator-metall) plasmonisk vågledare och läget som det grundläggande TM 0- läget som inte har någon avskärningstjocklek 14, 15 . Ökning av gaphöjden gör att kopplingen mellan de två metall / dielektriska gränssnitten försvagas, och TM 0- läget skulle närma sig ytmoden för strukturen utan närvaron av metallskyddet, som har en högre frekvens. Från figur 6 (c) framgår att det effektiva indexförhållandet för de positiva och negativa indexmaterialen vid resonansfrekvenserna förblir nästan konstant för varierande gaphöjder. Tänk på villkoret för resonans n p L p + n n L n = 0 där n p och n n är de effektiva indexen och L p, L n är längderna på fysiska banor för positiva och negativa indexmaterial, indikerade i figur 1 (a) som röda och blå pilar. Eftersom den plana strukturen är fixerad är förhållandet Lp / Ln således fixerat. Därför kan resonans endast uppstå vid den frekvens vid vilken förhållandet mellan indexen uppfyller ovanstående tillstånd. Kvalitetsfaktorn för det öppna kavitetsläget beror på reflektansen vid det positiva och negativa indexmaterialgränssnittet. Därför kan endast resonansfrekvensen vid vilken reflektionen är låg ha en hög kvalitetsfaktor och kvalitetsfaktorn försämras för andra resonansfrekvenser. Förmågan att avkänna brytningsindex hos den konstruerade enheten undersöks också. Tänk på ett fall när det öppna hålrummet är nedsänkt i måtten och låt h fixas till det optimala värdet. De simulerade resonansfrekvenserna och kvalitetsfaktorerna med ett varierande miljöbrytningsindex visas i figur 6 (d). Med tanke på perioden a = 13, 0 mm beräknas känsligheten till 2 . 998 GHz / RIU vid frekvensen 9 . 294 GHz.

(a) Mätfrekvenser (röd) och kvalitetsfaktorer (blå). (b) Simulerade lägesfrekvenser (röd) och kvalitetsfaktorer (blå). (c) Beräknat positivt effektivt index ( n p, rött), negativt effektivt index (| n n |, grönt) och deras förhållande (| n p / n n |, blå) vid respektive resonansfrekvenser. (d) Simulerade resonansfrekvenser (röd) och kvalitetsfaktorer (blå) med olika miljöbrytningsindex.

Bild i full storlek

Sammanfattningsvis designade vi ett öppet hålrum med alternerande positiva och negativa indexmaterial för spoof plasmonytvågor i mikrovågsregionen. De experimentella resultaten överensstämmer väl med simuleringar. Observera att det öppna kavitetsexperimentet som vi har visat här är att visa "öppenheten" i kaviteten på det horisontella planet. Villkoret för resonans med öppen kavitet och anordningens avkänningsförmåga har också diskuterats. Det öppna hålrummet har en god känslighet på grund av den stora överlappningen mellan resonansläget och mätningen. Det designade öppna hålrummet fungerar i mikrovågsregionen. Emellertid kan arbetsfrekvensen skalas till terahertz eller optiska regioner, där potentiella avkänningsapplikationer förväntas. På grund av behovet av att undertrycka den läckande vågen, i terahertz-regionen kan tillvägagångssättet att använda ett metallskydd i detta arbete fortfarande vara tillämpligt; medan metalliska strukturer i det optiska området har vissa svårigheter på grund av den ökande materialförlusten. I stället kan tjocka dielektriska strukturer framställas med litografi och djupetsningstekniker för att skapa en 2D-ekvivalent optisk anordning. Att utforska den negativa brytningen i fotoniska 3D-kristaller 16 kan vara en annan hållbar metod med utvecklingen av tillverkningsteknikerna 17 .

metoder

Simulering

Banddiagrammet, EFC: er och resonanslägen beräknas med 3D-domänmetoden för begränsad skillnad. Ett fritt tillgängligt FDTD-paket 18 används för simuleringarna som utförs i det aktuella arbetet.

Provtillverkning

Materialet i provets metalldel är aluminium och det för den dielektriska delen är 99, 6% ren aluminiumoxid. Dessa delar bearbetades separat på CNC-maskiner (dator numerisk styrning) och monterades därefter.

Mått

Såsom visas i figur 4 läggs skumblock (≈ ≈ 1) under provet för att upphäva det. Källsonden, som fungerar som en punktkälla, är fixerad på provets baksida. Källans exakta position påverkar inte mätningen. En detektorsond penetrerar genom ett hål i metallskyddet. Källsonden väcker den elektromagnetiska vågen i plattvågledaren som bildas av baksidan av aluminiumplattan och toppytan på metallbasen. Vågledarläget förökar sig till aluminiumplattans kanter och väcker däremot plasmon-läget där, såsom indikeras av pilarna i figur 4 (b). Denna inställning undviker störningen från punktkällan eftersom signalen från källan inte sprider sig direkt till detektorn. Metallhöljet är i ett fast läge och provet monteras i ett motorstyrt steg. Avståndet mellan provet och metallhöljet kan kontrolleras genom att höja eller sänka scenen. Käll- och detektorsonderna är anslutna till de två portarna i en vektornätverksanalysator. Stegstegsmotorn är programmerad för att skanna över provområdet, och storleken och fasen av den främre transmissionen ( S 21 ) mellan de två portarna över ett frekvensområde vid varje position mäts.

kommentarer

Genom att skicka en kommentar samtycker du till att följa våra villkor och gemenskapsriktlinjer. Om du finner något missbruk eller som inte överensstämmer med våra villkor eller riktlinjer ska du markera det som olämpligt.