Mikro-konkav vågledarantenn för hög fotonekstraktion från kvävevakanscentra i nanodiamond | vetenskapliga rapporter

Mikro-konkav vågledarantenn för hög fotonekstraktion från kvävevakanscentra i nanodiamond | vetenskapliga rapporter

Anonim

ämnen

  • Diamantens optiska egenskaper
  • Optiska tekniker

Abstrakt

Det negativt laddade kvävevakansfärgcentret (NV - centrum) i nanodiamond är en utmärkt enda fotonkälla på grund av dess stabila fotongenerering under omgivningsförhållanden, optiskt adresserbart kärnkraftspinntillstånd, högt kvantutbyte och dess tillgänglighet i kristaller av nanometerstorlek. För att göra praktiska anordningar med nanodiamond är mycket effektiv och riktad emission av enstaka fotoner i väl definierade lägen, antingen kollimerad till fritt utrymme eller vågledare väsentliga. Detta är en Herculean uppgift eftersom fotoluminescensen hos NV-centra är förknippad med två ortogonala dipoler anordnade i ett plan vinkelrätt mot NV-defektsymmetriaxeln. Här rapporterar vi om en mikro-konkav vågledarantenndesign, som effektivt kan leda enstaka fotoner från vilken emitter som helst till antingen fritt utrymme eller till vågledare i en smal konvinkel med mer än 80% insamlingseffektivitet oavsett dipolorientering. Enheten förbättrar också den spontana emissionstakten som ytterligare ökar antalet fotoner som är tillgängliga för insamling. Vågledarantennen har potentiella tillämpningar inom kvantkryptografi, kvantberäkning, spektroskopi och metrologi.

Introduktion

Jämfört med strategier som utvecklats för att öka kopplings- och uppsamlingseffektiviteten från enstaka fotonkällor, såsom enstaka molekyler, kvantprickar och de flesta enkla defektcentra 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9 ; kvävevakansfärgcenter (NV-centra) 10, 11, 12 i både bulk och nanodiamond representerar fortfarande stora utmaningar 13, 14, 15, 16, 17, 18 . De huvudsakliga svårigheterna förknippade med NV-centret i en diamant är i) ett brett utsläppsband ii) emission i ett högt indexmedium ( n = 2, 4) och iii) emission förknippad med två ortogonala dipoler anordnade i ett plan vinkelrätt mot NV-defektsymmetrin axel 10 . Den absoluta orienteringen av de två ortogonala dipolerna bestäms av riktningen för den ickeaxiella lokala töjningen i en diamantmatris 10 som är slumpmässigt fördelad i diamantmatrisen. Många strategier har utvecklats för att öka insamlingseffektiviteten och kontrollriktningen från NV-centren och / eller för att förbättra utsläppshastigheten genom Purcell-effekten, såsom användning av fasta nedsänkningslinser 19, 20, fotoniska kristaller 13, 19, 21, 22, fiber tips 14, vågledare 23, 24, 25, 26, 27, 28, mikrosfärer, mikrokaviteter 9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24 25, 26, 27, 28, 29, 30, 31, 32 och användningen av diamant-nanotrådar 33, 34 .

Nackdelarna med många av dessa tillvägagångssätt är att sådana schema utvecklade för att förbättra uppsamlingseffektiviteten är känsliga för emipterns dipolorientering och noggrannheten för att placera emittern relativt en optisk struktur. I system med mycket små modvolymer, till exempel i plasmonics 3, 4, 35 eller fotoniska kristaller, kan den exakta positioneringen av dipolen vara mycket svår. I plasmoniska system kan icke-bestämda förlustkanaler öppnas när dipolemitteren är nära metallen. Dessutom kan designen ofta optimeras för endast parallella eller vinkelräta dipolorienteringar. Eftersom NV-centret har två ortogonala dipoler är det extremt svårt att kontrollera orienteringen under integrationen i en nanofotonisk anordning, särskilt när nanodiamond används. För att etablera en antenn för NV-centra med hög effektiv fotonutgång och teknisk genomförbarhet, strävar vi efter en konstruktion som är relativt okänslig för emitter-dipolorientering och mindre känslig för placeringen av emittern. Dessutom bör enhetens geometri vara tillräckligt bredband för att samla hela fononsidbandet. Viktigast är syftet att rikta utsläppet i en tillräckligt smal vinkel för att uppnå höga fotonhastigheter även med torrt mål (oljedoppningsmål förhindrar utveckling av bärbara anordningar) av dåliga numeriska öppningar / fibrer och även när långa arbetsavstånd är oundvikliga.

Här rapporterar vi om en teoretisk studie av en ny genomförbar vågledarantenndesign för mikrokavitet, som effektivt kan leda fotoner från ett enda NV-center i en nanodiamond till fritt utrymme eller vågledare i en mycket smal konvinkel med mer än 80% samling effektivitet oavsett dipolorienteringen. Den föreslagna antennen förbättrar den spontana emissionstakten som ytterligare ökar antalet fotoner som är tillgängliga för insamling. Det är också okänsligt för placeringen av dipolen i antennen över ett avstånd av avstånd som ligger väl inom alla tillverkningstoleranser.

Resultat

Utveckling av kavitetsvågledarantenn från en plan vågledare

Fig. 1 visar ett schematiskt diagram över kavitetsvågledarantennen tillsammans med det långa fältemissionsmönstret från ett nanodiamond (ND) placerat i antennen. Geometrien består av en semisfärisk konkav yta på ett kiselsubstrat med radie Rs täckt med en silverfilm med tjocklek T Ag för att bilda en kavitet med krökningsradie, R Ag ( R Ag = Rs - T Ag ). Tjockleken väljs att vara mycket större än hudens djup av silver för att fungera som en spegel. Silveren täcks sedan med det första skiktet kiselnitrid (brytningsindex 2) med tjockleken T SiNx, vilket är ungefär lika med R Ag / 2. Kiselnitrid väljs på grund av dess låga förlust i det synliga området och brytningsindex nära diamant (brytningsindex 2.4) för att minska ljusspridningen på grund av brytningsindexmatchning utöver diamantens kompatibilitet med kiselnitrid ur en tillverkningssynpunkt 36 . En sfärisk nanodiamond med en radie på 40 nm och dipolen i dess centrum placeras i mitten av kaviteten på detta lager av kiselnitrid med en höjd R Ag / 2n från silverytan. Detta första kiselnitridskikt med tjocklek ( T SiNx ≥ D e ) anger höjden på emittern från botten av den konkava spegeln.

Bild i full storlek

D e är det geometriska avståndet från den översta ytan av den konkava spegeln till platsen för NV-centret i nanodiamond-sfären. Denna dielektriska tjocklek är viktig för att fungera som en spegel för dipolen och även för att förhindra eventuella icke-bestrålande sönderfallskanaler hos emittern med metallspegeln. I praktiska tillämpningar kan nanodiamonden placeras på valfri plats med hjälp av en atomkraftsmikroskop (AFM) -spets eller volframprobe fäst i en SEM 37, 38 . Sedan avsätts ett andra skikt av kiselnitrid med tjocklek T ' SiNx på toppen av emittern för att bilda en vågledare i kiselnitrid med tjocklek T SiNx + T ' SiNx .

Vi börjar vår studie med att visa hur utsläppet från en enda emitter med olika dipolorienteringar uppträder i en plan platta vågledare med tjocklek (Tw = 300 nm), längd (Lw = 3 um) och ett brytningsindex på 1, 5. Detta följs av en gradvis utveckling av den plana plattan i vår nya mikrokavitetvågledarantenn i tre steg. Sändaren är utformad som en dipol, som avger vid 700 nm vakuumvåglängd inbäddad i en sfär med 40 nm radie och med brytningsindex 2, 4 (~ spektraltoppen för NV-luminescensen i nanodiamanter vid rumstemperatur). De detaljerade beräkningsaspekterna ges i metoderna. Endast två fall måste betraktas, nämligen en parallell och en vinkelrät dipol på grund av problemets symmetri. Figur 2 (a) visar den utsända strålningen (elektrisk intensitet) när dipolorienteringen är parallell med ytplanen vågledare. Mindre än ungefär hälften av strålningen släpps ut genom topp- och bottenytorna på vågledaren. En liten bråkdel av strålningen som uppfyller kriteriet att infallsvinkeln är över den kritiska vinkeln vid vågledar-luftgränssnittet styrs längs vågledaren. Figur 2 (b) visar den utsända strålningsintensiteten när dipolen är vinkelrätt mot vågledarytan, där större delen av strålningen styrs i vågledaren. Här kan endast en liten del av den utsända strålningen samlas in även med en hög numerisk öppning (NA ~ 1.2 oljedypning) från en sida av den plana vågledaren.

( a ) Dipolemitteren placerad i en plan vågledare för brytningsindex 1.5. Dipolorienteringen är längs x- axeln (parallell orientering) och den emitterade strålningen är mestadels riktad längs ± y- axeln ( b ) när dipolorienteringen är längs y-axeln (vinkelrätt orientering), det mesta av den utsända strålningen styrs genom vågledaren in i båda sidorna ± x (i fyra sidor i 3D) ( c ) Sändaren med parallell orientering, när den plana vågledaren omvandlas till en krökt vågledare. Den utsända strålningen riktas mestadels på ± y- axeln ( d ) Emittern med vinkelrätt dipolorientering i den böjda vågledaren leder det mesta av den utsända strålningen i en riktning (styrda lägen i + y- axeln). Simuleringsområdet är 3, 6 μm × 4, 0 μm.

Bild i full storlek

Som ett första steg förvandlar vi den plana vågledaren till en krökt vågledare (här med krökning)

) för att samla det mesta av utsläppet från en sida som visas i fig. 2 (c, d). För parallell dipolorientering hjälper krökningen inte att öka uppsamlingseffektiviteten såsom visas i fig 2 (c) och därför samlas endast en bråkdel av den utsända strålningen från en sida. För vinkelrätt dipolorientering, som visas i fig. 2 (d), riktas emellertid det mesta av den utsända strålningen in på en sida (strålningen riktas in på en sida från två ändar av den böjda vågledaren). Här med hjälp av ett enda mikroskopiskt högt NA-mål kan de flesta av de utsända fotonerna samlas in för vinkelrätt dipolorientering i motsats till den plana vågledaren. Men strålning läcker fortfarande genom sidorna och krökningen fungerar inte bra för den parallella dipolorienteringen som visas i fig 2 (c).

För att eliminera ovanstående problem, beläggs i det andra steget ett 300 nm tjockt silver på utsidan av den böjda vågledaren, såsom visas i fig. 3. Silverbeläggningen fungerar som en spegel och den läckta strålningen reflekteras tillbaka. Fig. 3 (a, b) visar effekten av silverbeläggning för parallella respektive vinkelräta orienteringar hos emittern. Den nya geometrien styr all den utsända strålningen i en riktning (in i en halvklot) oavsett dipolorientering. Men med användning av den nya geometri riktas emellertid den emitterade strålningen fortfarande inte in i en smal konvinkel som ska samlas med hjälp av en vågledare eller objektiv med låg NA eller en fiber.

( a ) En sida av den böjda vågledaren är belagd med en tjock silverfilm (300 nm) för att återspegla all strålning som läcker runt den böjda vågledaren i + y- riktningen. Figuren ( a ) visar emission från en emitter med ǁ-orientering. Den silverbelagda böjda vågledaren leder mer än 98% utsläpp i det övre halva utrymmet ( b ) Sändaren ( ) i kaviteten riktar både styrt läge och läckande lägen i en riktning ( c ) Tjockleken på vågledaren ökade från 300 till 600 nm och den silverbelagda böjda vågledaren omvandlas till en mikro-konkav vågledarantennkonfiguration. Sändaren (ǁ) placeras vid fokalpunkten ( f = R / 2n) i den mikrokonkava spegeln med krökningsradie R (900 nm) för att kollimera till fritt utrymme ( d ) Sändaren ( ) placerad vid f + 50 nm ( De > f ).

Bild i full storlek

I det tredje steget introducerar vi en enkel men kraftfull strategi genom att utveckla denna vågledare till en mikrokavitetsvågledarantennkonfiguration som visas i fig 3 (c, d). Förutom det silver som är avsatt på utsidan av den halvcirkelformiga vågledaren med krökningsradie R , ökas vågledarens bredd från 300 nm till 600 nm såsom visas i fig 3 (c). Geometrien uppför sig nu som en konkav spegel förutom att den är en vågledare. En parabolisk kavitetskonstruktion föredras framför sfärisk utformning för att minimera kromatisk och sfärisk aberration. En konkav geometri föredras framför en parabolisk på grund av dess relativt enkla tillverkning. En parabolspegel är också mer känslig för positionen för dipolen på grund av dess kontaktpunkt. Med hjälp av den mikrokonkava vågledarantennen kan emissionen från vilken som helst emitter kollimeras eller riktas in i en smal konvinkel med ökad spontan utsläppshastighet oavsett dipolorientering (detta kommer att kvantifieras senare) och med litet beroende av dipolens placering i vågledarantennen. För en konkav spegel definieras brännvidden som

, där R är krökningsradie för kaviteten och n brytningsindex för SiNx.

Om sändaren placeras i brännvidden ( D e = f ), kollimeras ljuset som riktas mot spegeln. Men hans ljus som riktas in i halv sfär som inte innehåller spegeln är divergerande. Därför är den totala strålningen som kommer ut ur spegeln summan av dessa två bidrag. När ( D e > f ) riktas det utsända ljuset in i en konvinkel. Figur 3 (c) visar att den utsända strålningen kollimeras när dipolen (parallell) placeras vid kontaktpunkten. Figur 3 (d) visar att det utsända ljuset riktas in i en smal konvinkel när dipolen placeras vid f + 50 nm ( D e > f ) för vinkelrätt dipolorientering.

Micro-cavity waveguide antenne: en detaljerad studie

Efter att ha förklarat principen för mikrokavitetvågledarantennen presenterar vi en detaljerad beräkningsstudie av antennen. Kavitetsantennen undersöks beräknat i 3D med hjälp av den finita elementmetoden (FEM) (detaljer ges i metoder). Simuleringsgeometri visas i fig. 4. Den första parametern som varierar i en avsökning är krumningsradie hos kaviteten, R Ag från 200 nm till 1300 nm för att hitta en lämplig krökning för att optimera strålningsmönstret för en fast smal konvinkel . När krökningen är under 800 nm divergerade den utsända strålningen i en stor konvinkel på grund av diffraktion. Baserat på insamlingseffektiviteten, fokuskraften och minsta kavitetsradie väljs R Ag till 900 nm. Parametrarna för den optimerade mikrokavitetsvågledarantennen är RS = 1200 nm , T Ag = 300 nm , R Ag = 900 nm , T SiNx = 365 nm för ‖ och 315 för dipol och T ′ SiNx = 300 nm . Med hjälp av dessa optimerade parametrar beräknas strålningsmönstret för fjärrfältet för parallella och vinkelräta dipolorienteringar. Vi har visat i insatsen i fig. 4 att en sådan kavitet är möjlig och lätt att tillverka på kisel (insatsen visar SEM-bild av ett kavitet tillverkat med fokuserad jonstråle). För att kvantifiera insynen från simuleringarna får vi 3D-fältemissionsprofilen. Figur 5 visar fjärrfältets intensitet med avseende på emissionsvinkeln och 3D-fältprofiler för parallella (fig. 5 (a)) respektive vinkelrätt (fig. 5 (b)) dipolorientering. Tomterna visar att mer än 80% av den utsända kraften faller mellan 50 ° och 140 ° (dvs inom en 90 ° full konvinkel) för båda dipolorienteringarna. Motsvarande numerisk öppning (NA) beräknas som 0, 707 med ekvationen NA = nsinθ , där n är brytningsindexet för mediet där målet fungerar (för luft, n = 1) och θ är halvvinkeln för den maximala ljuskonen som lämnar antennen. Den streckade linjen i de polära tomterna (fig. 5 (a, b)) visar konvinkel motsvarande en NA på 0, 8 i luft.

( a ) antennens 3D-geometri. Den nedre halvklotet består av kiselsubstrat med ett konkavt hålrum täckt med 300 nm silver (krökningsradie 900 nm) respektive 600 nm SiNx. Hela övre halvklotet är tillverkat av luft. Denna geometri användes för att beräkna utsläppsmönstret för fjärrfältet i 2D, 3D, emissionskonvinkel och utsläppsförbättring ( b ) SEM-bild av en kavitetsantenn med samma dimension tillverkad på kiselsubstrat.

Bild i full storlek

( a ) Intensiv fältintensitet med avseende på utsläppsvinkel för orientation dipolorientering. De inbyggda bilderna visar polär plot (2D), 3D-fältfältintensitetsfördelning och nära arkiverad intensitetsfördelning för ǁ dipol. Dipolpositionen är 315 nm från botten av kaviteten. Den streckade linjen i 2D-polarplottet motsvarar NA på 0, 8 ( b ) Fjärrfältintensitet vs emissionsvinkel för ┴ dipolorientering tillsammans med polardiagram, 3D-fältfältintensitet och nära arkiverad intensitetsfördelning. Dipolpositionen är 245 nm från botten av kaviteten. Den streckade linjen i 2D-polarplottet motsvarar NA på 0, 8.

Bild i full storlek

Utsläppsintensitetsmönstret ligger väl inom denna konvinkel. Vi har beräknat insamlingseffektiviteten för olika NA: er från 0, 95 till 0, 4 för både ǁ och såsom anges i tabell 1. För denna beräkning används en fast kavitet med parametrar samma som fig. 5. NA varierade sedan från 0, 95 till 0, 4. Resultaten visar att utsläppet kan samlas in med ett vanligt torrt mål eller en vanlig optisk fiber. Genom att justera nanodiamondpositionen D större eller mindre än brännviddens ( f ) brännvidd är det möjligt att finjustera emissionen (både strålningsmönstret och den totala effekten som släpps ut) beroende på brytningsindex för det dielektrik som används för att göra antenn.

Full storlek bord

Uppsamlingseffektiviteten beräknade för parallella, vinkelräta och 45 graders dipolorientering är 85%, 81% respektive 82% (återigen med hänvisning till en 90 ° full konvinkel). Vidare tittar vi på förbättringen av den spontana emissionstakten (SPE) för nanodiamondet i antennen. Den totala utsända kraften från dipolen beräknas genom att integrera den radiella komponenten i Poynting-vektorn över en sluten sfärisk yta centrerad på emitter 3 . Uppsamlingseffektiviteten beräknas från förhållandet mellan den effekt som avges i ett specificerat vinkelområde till den totala effekten som släpps ut över en sluten yta som omger emittern. SPE beräknas genom att ta förhållandet mellan den utsända kraften hos en dipol i en nanodiamond (PE) i kaviteten och den utsända kraften hos samma nanodiamond i luft (P Air ) (SPE = P E / P Air ). Här är den radiella komponenten i Poynting-vektorn integrerad över en stängd yta med samma radie för att hitta den utsända kraften i ovanstående två fall. SPE varierar med avseende på positionen för dipolen i antennen. Således har förbättringen och emissionsvinkeln beräknats vid olika dipolpositioner. En maximal förbättring av SPE = 20 erhålls utan att förlora den höga insamlingseffektiviteten på mer än 80% för ǁ, (och 45 °) dipolorientering.

Som nästa steg har vi varierat positionen för nanodiamond vertikalt ( Z- axeln som visas i fig. 4) för att studera effekten av eventuell förskjutning i dipolpositionen på emissionskonvinkeln och SPE. Figur 6 (a, b) visar polära diagram med långa fältemissionsintensiteter med avseende på emissionsvinkel för parallella och vinkelräta dipolorienteringar över detta område av 85 nm. Resultaten visar att emissionskonvinkeln inte varierar inom intervallet. SPE beräknas med avseende på positionen för dipolen i den vertikala ( z- axeln) som visas i fig. 6 (c, d). Längs z- axeln är variationen i topputsläppsförbättringen mindre med full bredd vid halvmaximum (FWHM) 195 nm ( ) respektive 144 nm (ǁ). Över 80 nm förskjutning i x- axeln är reduktionen i SPE mindre än 10% och 20% för ǁ respektive ┴ dipolorientering .

( a ) för ǁ dipolorientering (75 nm längs z- axeln) ( b ) för ┴ dipolorientering (85 nm längs z- axeln) ( c ) Normaliserad kavitetsförbättring (SPE) med avseende på vertikalt avstånd ( z- axel) från botten av kavitet för ǁ dipolorientering (FWHM 144 nm) ( d ) för ┴ dipolorientering (FWHM 195 nm). Normaliserad SPE för ( e ) ǁ dipol (FWHM 20 nm) ( f ) dipol (FWHM 28 nm) med avseende på våglängdsområdet från 650 nm till 750 nm.

Bild i full storlek

Diskussion

Dessa resultat visar att antennen är mindre känslig för positionen för dipolen över ett intervall, vilket ligger väl inom alla tillverkningstoleranser och denna tolerans är tillräcklig för att ta hänsyn till slumpmässiga storlekar av nanodiamonds med variabel position för dipolen inuti nanodiamonden, och också placering av nanodiamond via AFM eller volfram sond. För att undersöka antennens spektrala svar, skannar vi emissionens våglängd för dipolen i kaviteten från 650 till 750 nm för att bestämma den maximala förbättringen. Figur 6 (e, f) visar den normaliserade förbättringen i den erhållna emissionstakten med avseende på våglängden för ǁ och ┴ dipolorientering (normaliserad till utsläppshastigheten för en identisk nanodiamond erhållen i luft). Avståndet för dipolen från kavitetens bas ( z- axelavståndet) är 315 nm och 215 nm för ǁ respektive dipol. Eftersom NV-centrum är tillverkat av en kombination av två ortogonala dipoler, kan en lämplig kavitetsparameter (position av dipol i kaviteten, Z) erhållas med maximal förbättring för både parallella och vinkelräta dipoler från fig 6 (c, d). Den maximala förbättringen som erhålls är ~ 30 med en FWHM på 28 nm ( ) och ~ 20 med en FWHM på 20 nm (ǁ). Den bestämda geometrien är lämplig för vilken emitter som helst, och den maximala driftvåglängden och utsläppsförbättringen kan justeras genom att variera vågledarparametrarna såsom krökning, positionen för dipolen och brytningsindex för den använda vågledaren.

Sammanfattningsvis har vi presenterat en ny vågledarantenn för mikrokavitet för att förbättra extraktion av fotoner från NV-centrum i nanodiamonds. Antennen manipulerar utsläppsriktningen genom att använda en kombination av vågledare och en dielektrisk silverspegel. Antennen förbättrar också den spontana utsläppshastigheten. Vidare är den här geometri presenterade en unik lösning på svårigheten att samla fotoner från NV-centra i nanodiamond som är associerad med två ortogonala dipoler anordnade i ett plan vinkelrätt mot NV-defektsymmetriaxeln. Insamlingseffektivitet på mer än 80% visas oavsett dipolorienteringen med användning av antennen med en åtföljande ökning av den spontana emissionstakten med en faktor på arton. Vi har också visat att antenngeometri är robust mot förskjutningar i dipolpositionering över ett avstånd som faller väl inom alla tillverkningstoleranser. Den konkava vågledarantennen kommer att hitta potentiella tillämpningar inom kvantkryptografi, kvantberäkning, spektroskopi och metrologi.

metoder

Spegelantennen för mikrokavitet undersöks beräkningsmässigt med hjälp av den finita elementmetoden (FEM) implementerad i COMSOL MULTIPHYSICS 4.3b. En sfärisk simuleringsvolym i 3D används för att hitta emissionskarakteristika såsom strålningsprofilen för fjärrfältet, emissionskonvinkeln och förbättring i den spontana emissionstakten från en NV-center nanodiamond i den mikrokonkava vågledarantennen. I alla fall modelleras nanodiamond som en punkt belägen i mitten av en sfär med radie 40 nm och brytningsindex 2.4. Utsläppsvåglängden väljs vid 700 nm vakuumvåglängd (~ spektraltopp för NV-luminescensen i nanodiamanter vid rumstemperatur). Emissionen för parallella, vinkelräta och 45 graders dipolorientering studeras. Geometrien består av ett konkavt hålrum med krökningsradie 1200 nm ( R ) på ett halvändligt halvsfäriskt kisel och täckt med 300 nm tjockt silverlager ( T Ag ). Den översta ytan på silverbeläggningen har en krökningsminskning på 900 nm ( R Ag ). Silveret är täckt med kiselnitrid med tjocklek 615 nm och nanodiamond placeras vid 315 nm över botten av kaviteten inuti kiselnitrid. En annan halv-oändlig halv sfär av luft är placerad ovanför den halv-oändliga halvkuglens kisavkavitet. Ett spridande gränsvillkor används runt sfären för att avkorta simuleringsgeometri. Den utstrålade effektintensiteten och strålningsmönstret för fjärrfältet beräknas med hjälp av ihåliga sfärer inuti geometri med centrum av sfären som centrum av nanodiamond.

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.