Mejora de Hall de giro fotónico asistido por resonador nanofotónico para aplicaciones de detección

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 9292 (2023) Citar este artículo

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Este manuscrito presenta una estructura de resonador dieléctrico con características de dispersión alteradas para mejorar el efecto Hall de espín fotónico (PSHE). Los parámetros estructurales están optimizados para mejorar el PSHE a una longitud de onda operativa de 632,8 nm. Se realiza el análisis de dispersión angular en función del espesor para optimizar la estructura y obtener los puntos excepcionales. La división de espín inducida por PSHE muestra una alta sensibilidad al espesor óptico de la capa defectuosa. Esto da un desplazamiento transversal máximo basado en PSHE (PSHE-TD) de alrededor de 56,66 veces la longitud de onda operativa en un ángulo de incidencia de 61,68°. Además, también se evalúa la capacidad de la estructura como sensor de índice de refracción basado en PSHE. Los resultados analíticos demuestran una sensibilidad media de alrededor de 33.720 μm/RIU. La estructura muestra un PSHE-TD cinco veces mayor y una mejora de la sensibilidad de aproximadamente un 150 % en comparación con los valores informados recientemente en las estructuras de resonancia en modo con pérdidas. Debido a las configuraciones del resonador PhC asistido por material puramente dieléctrico y PSHE-TD significativamente más alto, se prevé el desarrollo de dispositivos basados ​​en PSHE de bajo costo para aplicaciones comerciales.

La interacción espín-órbita (SOI) es un fenómeno fundamental observado en varias áreas de investigación científica como la física de la materia condensada, la espintrónica y la fotónica. En los últimos años, ha crecido mucho el interés por investigar el efecto Hall de espín (SHE) en los electrones, que es una colección de fenómenos SOI relativistas1. La capacidad de generar, manipular y detectar corrientes de espín ha dado lugar a aplicaciones como la lógica booleana, las memorias, la informática y la seguridad del hardware2,3,4, etc. De forma similar, el efecto Hall del espín fotónico (PSHE) ha mostrado varias aplicaciones prometedoras y se espera que muestre un rendimiento superior debido a su ventaja inherente. El PSHE se refiere al desplazamiento transversal dependiente del espín de los fotones con respecto a la trayectoria óptica geométrica cuando el haz pasa a través de una interfaz óptica o un medio no homogéneo5,6. Bliokh et al. en el año 2004 introdujo la división topológica de fotones en el medio no homogéneo basada en el espín utilizando el concepto de fase geométrica-Berry (GBP)7,8. Onoda et al. en el mismo año, propuso la presencia de PSHE basada en GBP y conversación de momento angular óptico (OAM)9 y además propuso un enfoque teórico integral para calcular el PSHE en el año 200710. Por lo tanto, el origen de PSHE está asociado con el SOI de la luz , OAM y fases geométricas, es decir, fase Rytov-Vlasimirskii y fase Pancharatnam-Berry11. Debido al efecto PSHE, el haz reflejado se divide en los estados de polarización correspondientes (polarización RCP/LCP o H/V).

La primera demostración experimental del PSHE fue realizada en 2008 por Hosten et al. en una interfaz aire-vidrio12. Después de esto, la investigación PSHE se ha llevado a cabo en materiales quirales13, películas delgadas metálicas14, materiales topológicos15, cristales atómicos bidimensionales16, metamateriales17 y cristales fotónicos (PhC)18, etc. Aquí, el mayor énfasis es mejorar el PSHE, que ha sido investigado considerando diversas técnicas nanofotónicas como el ángulo de Brewster19, la Resonancia de Plasmón Superficial (SPR)20,21,22, el bombeo óptico23 y la resonancia de modo con pérdidas (LMR)24, etc. Estas técnicas se han utilizado en el diseño de sensores de índice de refracción altamente sensibles utilizando PSHE14,24,25,26,27. Sin embargo, el PSHE-TD informado es muy bajo en la mayoría de las estructuras informadas, lo que limita su uso generalizado en varias aplicaciones interesantes. El PSHE-TD también se puede mejorar considerando nanodispositivos basados ​​en cristales fotónicos multicapa debido a sus propiedades de control de la luz28. Estos dispositivos han sido testigos de un crecimiento considerable en la demanda en varias aplicaciones emocionantes en los últimos años, incluidos los diagnósticos biomédicos, la detección de líquidos/gases y el monitoreo ambiental29,30. Estas nanoestructuras se pueden optimizar para manipular las interacciones luz-materia, suprimiendo una polarización particular. Esta propiedad mejora PSHE y, por lo tanto, muestra sus capacidades en varias aplicaciones interesantes en una amplia gama de áreas científicas31. Sin embargo, hasta donde sabemos, aún no se ha informado sobre trabajos en la literatura sobre configuraciones de resonador PhC asistidas por material dieléctrico únicamente para la detección del índice de refracción utilizando la mejora de PSHE.

Esta investigación propone una nueva optimización de la estructura del resonador PhC dieléctrico para la mejora de PSHE-TD. El diseño propuesto comprende una estructura bicapa-PhC de materiales de nitruro de silicio y dióxido de silicio. Los parámetros estructurales se optimizan y regulan para alterar las características de dispersión, lo que da como resultado una reflexión muy baja o insignificante para una polarización particular (aquí, polarización p) y una reflexión alta para otra (aquí, polarización s). Esto da una relación muy alta del coeficiente de reflexión de Fresnel para s y luz polarizada p, es decir, \(\left| r_s\right| /\left| r_p\right| \), que es esencial para obtener un alto valor de PSHE-TD18. La respuesta de la estructura y el PSHE-TD correspondiente se analizan en un ángulo de incidencia más amplio de 0° a 90°. El impacto de la variación del grosor de la capa de defecto en la generación de PSHE-TD se analiza a fondo. Los resultados analíticos demuestran un PSHE-TD mejorado de 56,66 veces la longitud de onda operativa a un espesor de capa de defecto de 124,16 nm para un ángulo de incidencia de 61,68°. Finalmente, también se demuestra la capacidad del sensor de índice de refracción basado en PSHE de la estructura. La interrogación angular da una sensibilidad media de alrededor de 33.720 μm/RIU. La estructura propuesta muestra una sensibilidad \(\approx \) 150 % más alta que la estructura basada en LMR informada recientemente24. Finalmente, también se compara el desempeño estructural con valores reportados recientemente. El dispositivo propuesto es ventajoso ya que la misma estructura se puede optimizar para generar PSHE tanto para polarización horizontal como vertical en longitudes de onda definidas por el usuario. Por lo tanto, el dispositivo propuesto proporciona un sensor basado en PSHE de alto rendimiento para aplicaciones médicas y comerciales que tiene una estructura muy simple, fácil fabricación y bajo costo.

El documento está organizado en tres secciones principales. El modelo teórico y la estructura del dispositivo del resonador nanofotónico utilizado en este trabajo se analizan en la sección "Estructura y modelado del dispositivo". El efecto de la variación del grosor de la capa defectuosa en el cambio de PSHE se analiza en la sección "Resultados y discusión" y, finalmente, la última sección proporciona la "Conclusión".

La representación esquemática del efecto PSHE y la correspondiente división de fotones se muestra en la Fig. 1a. Aquí, \(\hbox {Z}_{i}\) y \(\hbox {Z}_{r}\) son los campos incidente y reflejado en la interfaz superior de la estructura nanofotónica, \(\delta _{\pm }\) representa el desplazamiento transversal del PSHE (PSHE-TD), y \(\theta _{i}\) es el ángulo de incidencia. Considerando que, la Fig. 1b proporciona la estructura de resonador 1D-PhC propuesta que tiene [Substrate\(\mid \)(A,B)\(^N \mid \)D\(\mid \)(A,B)\(^ Configuración N \mid \)Aire]. La estructura está diseñada considerando 'BK7 Glass' como sustrato (índice de refracción 1.515 y coeficiente de extinción de 4.09 \(\times \) \(10^{-7}\)). Aquí, 'AB' representa una celda unitaria que tiene \(\text {SiO}_{\text {2}}\) como material 'A' y, \(\text {Si}_{\text {3}} \text {N}_{\text {4}}\) como material 'B'. La celda unitaria se repite 'N' (aquí, 10) veces para obtener una reflectancia suficientemente alta (aquí, > 99%). La capa de defecto 'D' se considera como \(\text {SiO}_{\text {2}}\) (similar a 'A' por simplicidad). Los materiales A(\(n_{L}\)) y B(\(n_{H}\)) poseen índices de refracción de 1,46 y 2,2, que se calculan mediante la ecuación de Sellmeier. La pérdida inherente del material 'A y B' se explica tomando la constante dieléctrica imaginaria como 0,0001 y 0,0007, respectivamente. El espesor físico de los materiales se calcula considerando la configuración de pila de Bragg de un cuarto de longitud de onda. Por lo tanto, el espesor de A(\(D_{l}\)) y B(\(D_{h}\)) se seleccionó como 128 nm y 85 nm, respectivamente. Inicialmente, el grosor de la capa defectuosa (\(D_{d}\)) se considera equivalente a la capa 'A'.

(a) Representación esquemática de PSHE en estructuras nanofotónicas y, (b) estructura de dispositivo propuesta con configuración: [sustrato\(\mid \)(A,B)\(^N \mid \)D\(\mid \)( A,B)\(^N \mid \)Aire], con N=10.

Considerando un haz gaussiano monocromático incidente cuyo espectro angular viene dado por la Ec. (1) con una longitud de onda operativa de \(\lambda \) y cintura de haz \(w_{0}\),

donde, \(k_{ix}\) y \(k_{iy}\) son componentes del vector de onda en la dirección \(x_{i}\) y \(y_{i}\) y +/- designan componentes de polarización circular izquierda/derecha, respectivamente.

Un haz gaussiano polarizado lineal se divide en dos componentes polarizados circularmente con desplazamientos opuestos debido al efecto Hall de espín, es decir, el PSHE se describe para la división dependiente del espín de los componentes polarizados circularmente hacia la izquierda y hacia la derecha y, por lo tanto, el campo reflejado. El centroide debe calcularse considerando los desplazamientos del centroide del haz de luz en comparación con la predicción de la óptica geométrica. Como el haz gaussiano se puede formular como un paquete de ondas localizado cuyo espectro es arbitrariamente estrecho, se han utilizado ampliamente para estudios basados ​​en PSHE19,20,21.

La representación de conjunto de base de espín de la ecuación. (1) se describe en la ecuación. (2),

aquí H(V) representan el estado de polarización horizontal (vertical). Es necesario determinar la relación entre el espectro angular reflejado y el espectro angular incidente para obtener el PSHE-TD requerido. La relación deseada se obtiene mediante la rotación de coordenadas descrita en la ecuación. (3)19,

aquí,

donde, k = 2\(\pi \)/\(\lambda \) es el número de onda, el coeficiente de reflexión de Fresnel está representado por \(r_{s,p}\) para los estados de polarización correspondientes.

En términos de estados de polarización de H, con base en las Ecs. (2, 3), el espectro angular reflejado se describe mediante la ecuación. (4),

aquí,

\(\Delta _r^H=\left( 1+\frac{r_s}{r_p}\right) \cot \theta _i / k\)

Pasos similares producirían un espectro angular reflejado para un espectro reflejado polarizado V, es decir, \(\tilde{\textrm{E}}_r^V\). Para obtener la expresión generalizada del coeficiente de reflexión de Fresnel, se pueden utilizar métodos numéricos convencionales como el método de matriz de transferencia (TMM)32. Para tal estructura multicapa, el método de matriz de transmisión 2*2 puede dar la expresión deseada33:

aquí \(T_{l-1 \rightarrow l}=\frac{1}{t_{l-1 \rightarrow l}}\left[ \begin{array}{cc}1 &{} r_{l-1 \ rightarrow l} \\ r_{l-1 \rightarrow l} &{} 1\end{array}\right] \) representa la matriz de transmisión de \((l-1)th\) capa a lth capa.

\(P_l=\) \(\left[ \begin{array}{cc}\exp \left( i k_{lz} d_t\right) &{} 0 \\ 0 &{} \exp \left( -i k_{lz} d_t\right) \end{array}\right] \) es la matriz de propagación para la capa l-ésima con espesor \(d_t\). El coeficiente de reflexión viene dado por elementos TMM como33:

Para obtener la \(r_{s, p}\) se utiliza la expansión de la serie de Taylor que expande los coeficientes de Fresnel como:

donde, \(k_{ix}\) = k sin \(\theta _{i}\).

Y finalmente, para obtener el PSHE-TD del centroide del campo con respecto a la predicción óptica geométrica, se utiliza la siguiente expresión20,

En este trabajo, limitamos nuestra discusión al estado de polarización H. Considerando la aproximación de primer orden de la Ec. (5) y usando las Ecs. (2–6), \(\delta _{\pm }^{H}\) se obtiene de la siguiente manera21:

Aquí, \(\left| \frac{\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^2\) \(\approx \) 0 (discutido en la siguiente sección), lo que permite que la ecuación. (7) para simplificarse utilizando la expansión de la serie de Taylor de orden cero de la ecuación. (5) y además, resolviendo algunas desigualdades matemáticas se puede obtener fácilmente la siguiente relación22,27:

Si el término \(\left| \frac{\parcial ln r_p}{\parcial \theta _i}\right| ^2\) en la Eq. (7) es grande, entonces la aproximación de primer orden de la ecuación. (5) será necesario considerarlos para una mayor precisión14. Generalmente, en tales casos, la cintura de la viga '\(w_{0}\)' se puede mantener lo suficientemente alta como para que la desigualdad \(k^2 w_0^2\) \(\gg \) \(\left| \frac {\parcial ln r_p}{\parcial \theta _i}\right| ^2\), lo que permite obtener una expresión simplificada para la Ec. (7) con suficiente precisión para aplicaciones prácticas. De la ecuación. (8), es evidente que el coeficiente de reflexión de Fresnel juega un papel clave en el cálculo de PSHE-TD. En la siguiente sección, se investigará la estructura del dispositivo para maximizar \(\delta _{\pm }^{H}\) con respecto a los coeficientes de reflexión de Fresnel.

El análisis se realiza mediante el método de matriz de transferencia (TMM), que se utiliza para calcular el coeficiente de reflexión/transmisión de la estructura. Inicialmente, el análisis de dispersión angular de la estructura propuesta se realiza para medir sus coeficientes de reflectancia de Fresnel para luz polarizada en s y polarizada en p. La figura 2 muestra el diagrama de dispersión angular de la estructura propuesta para los estados de polarización s y polarización p. En una incidencia normal, tanto la polarización s como la p muestran la generación de un estado defectuoso a una longitud de onda operativa de 750 nm dentro de la banda prohibida fotónica (PBG) de 233 nm (644–877 nm). Sin embargo, el aumento del ángulo de incidencia conduce a una variación significativa en la longitud de onda del modo de defecto para la luz de incidencia polarizada en s en comparación con la polarizada en p. Por lo tanto, la selección de un ángulo de incidencia y una longitud de onda de operación adecuados puede conducir a una mejora en \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\). Inicialmente, la estructura está optimizada para mejorar el PSHE a una longitud de onda operativa de 632,8 nm, marcada con una línea blanca en la figura 2. Sin embargo, el mismo análisis se puede realizar a cualquier otra longitud de onda definida por el usuario. Para una longitud de onda operativa de 632,8 nm, se marcan dos puntos 'A' y 'B' en la Fig. 2 para un análisis más detallado. Estos puntos corresponden a un ángulo de incidencia de 62,62° y 60,24°, y la respuesta de reflectancia correspondiente se muestra en la Fig. 3. Para un ángulo de incidencia de 62,62\(^{\circ }\), la estructura muestra un coeficiente de reflexión de fresnel muy bajo para p -luz polarizada, mientras que s-polarizada tiene una respuesta de reflectancia relativamente más alta a una longitud de onda operativa de 632,8 nm.

Análisis de dispersión dependiente de la polarización de la estructura propuesta: [Sustrato|(A,B)\(^{N}\) \(|\)Defecto|(A,B)\(^{N}\) \(|\)Aire ].

La figura 3a muestra la respuesta de reflectancia dependiente de la longitud de onda de la estructura propuesta en un ángulo de incidencia fijo de 62,62\(^{\circ }\) y en la figura 3b se muestra la interrogación angular correspondiente a una longitud de onda operativa constante de 632,8 nm. De la Fig. 3b, observamos que para un pequeño \(\parcial \theta _{i}\) en 62,62\(^{\circ }\), el término \(\left| \frac{\parcial ln r_p} {\parcial \theta _i}\right| ^2\) \(\approx \) 0, lo que permite la expansión de la serie de Taylor de orden cero de la ecuación. (5)14,22,27 para obtener \(\delta _{\pm }^{H}\). Está claro en la Fig. 3 que para un ángulo de incidencia de 62,62\(^{\circ }\), la estructura tiene una reflexión mucho mayor para la luz polarizada en s y una reflexión poco profunda para la luz polarizada en p en \(\lambda \) = 632,8 nm. Lo mismo ha sido verificado por interrogación angular, que se muestra en la Fig. 3b. Por lo tanto, se espera que tenga una alta proporción de \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\), que es una de las condiciones esenciales para la mejora de PSHE-TD. según la ecuación. (7). Otra condición esencial para la mejora de PSHE-TD es tener una función coseno máxima (Cos(\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p}\))). Por lo tanto, la relación de reflectancia dependiente angular y la función coseno se evalúan para la luz polarizada s y p para la estructura propuesta, que se muestra en la Fig. 4. La estructura exhibe un \(\frac{\mid r_{s}} muy alto. \mid }{\mid r_{p}\mid }\) de alrededor de 4763 para \(\theta _{i}\) = 62,62\(^{\circ }\) y \(\lambda \) = 632,8 nm como se muestra en la figura 4a. Mientras que \(\frac{\mid r_{p}\mid }{\mid r_{s}\mid }\) es insignificante en estos valores de longitud de onda/ángulo de incidencia. \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) muestra una gran variación en un rango de valores particularmente estrecho de \(\theta _{i}\) y prácticamente permanece insensible al cambio en el ángulo de incidencia. Este comportamiento se utiliza para aplicaciones basadas en sensores. Como \(\delta ^H\) también depende de \(\phi _{s,p}\), la diferencia de fase (\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p}\ )) fue analizado. En la Fig. 4b, aquí el valor cos(\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p})\) tiene un cambio abrupto en magnitud en \(\theta _{i}\) = 62,62 \(^{\circ }\), que generalmente se observa (\(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) tiene un gran valor en este \(\ theta _{i}\)).

(a) Respuesta de reflectancia dependiente de la longitud de onda de la estructura en un \(\theta _{i}\) fijo de 62.62\(^{\circ }\) y (b) Interrogación angular en un \(\lambda \) constante de 632,8nm.

(a) Relación de reflexión de Fresnel para la estructura propuesta en \(\lambda \)= 632,8 nm y \(\theta _{i}\)= 62,62\(^{\circ }\). (b) Variación del ángulo de fase con respecto a \(\theta _{i}\) con un fuerte descenso observado en \(\theta _{i}\)= 62,62\(^{\circ }\).

Finalmente, PSHE-TD dependiente del ángulo se calcula sobre los parámetros optimizados. La Figura 5 muestra el PSHE-TD para el estado polarizado H con respecto a \(\lambda \). La estructura posee un máximo de 5.53\(\lambda\) PSHE-TD con los parámetros seleccionados como se muestra en la Fig. 5a. El PSHE-TD también exhibe un ancho completo medio máximo (FWHM) muy estrecho de alrededor de 0,016 nm. Además, la capacidad de detección de la estructura se demuestra considerando tanto la interrogación de longitud de onda como los métodos PSHE. La infiltración del analito que tiene una constante dieléctrica variable conduce a un cambio en el índice efectivo de la cavidad PhC. Esto da como resultado un cambio en la longitud de onda operativa, que se muestra en la Fig. 5b.

(a) Desplazamiento transversal PSHE normalizado de longitud de onda dependiente del ángulo calculado y, (b) análisis de sensibilidad de la estructura propuesta utilizando el método de interrogación PHSE-TD.

El PSHE-TD (\(\delta _{+}^H\)) tiene la misma magnitud que \(\delta _{-}^H\) según la Ec. (6). Por lo tanto, este trabajo considera solo \(\delta _{+}^H\) para el análisis de sensibilidad. La infiltración del analito en la cavidad PhC conduce a un cambio en la longitud de onda de resonancia (o PSHE-TD), que luego se mide para calcular la sensibilidad. El parámetro de sensibilidad de cambio de interrogación PSHE-TD (\(S_{TD}\)) a una longitud de onda operativa fija (\(\lambda \)) se mide calculando el cambio en PSHE-TD (\(\Delta \delta _{ +}^H\)) para una diferencia correspondiente en el índice de refracción del analito infiltrado en la estructura de la cavidad PhC. De este modo,

Dado que la estructura es muy sensible a un cambio de índice de refracción de un minuto, la sensibilidad de cambio basada en la estructura PSHE-TD se calcula considerando una variación de 0,001 en el índice de refracción de la cavidad PhC (1,460 a 1,461). Esto da un cambio en PSHE-TD (\(\Delta \delta _{+}^H\)) de alrededor de 5,72\(\lambda \) (5,53\(\lambda \) en 1,460 y − 0,1928\(\lambda \) en 1,461) para una variación de índice correspondiente (\(\Delta \) \(n_d\)) de 0,001. Esto da una sensibilidad de cambio PSHE-TD promedio (\(S_{TD}^H\)) de alrededor de 3619 μm/RIU, como se muestra en la Fig. 5b. Además, la estructura muestra una cifra de mérito (FOM = \(\frac{S_{TD}^H}{\lambda _{1/2}}\)) de alrededor de 2,26\(\times 10^{8}\ ) \(\hbox{RIU}^{-1}\).

Variación del espesor de la capa del defecto con respecto al ángulo de incidencia.

Además, el parámetro de sensibilidad de interrogación de longitud de onda (\(S_{\lambda }\)) en un \(\mid \delta _{max}^H \mid \) fijo se mide calculando el cambio en la longitud de onda de resonancia (\(\ Delta \lambda \)) para una diferencia correspondiente en el índice de refracción del analito infiltrado (\(\Delta n_d\)) en la estructura de la cavidad PhC. De este modo,

Esto da una sensibilidad promedio (\(S_{\lambda }\)) \(\approx \) 79 nm/RIU para el método de interrogación de longitud de onda. Aunque la estructura propuesta muestra un alto PSHE-TD de alrededor de 5.53\(\lambda\) con una sensibilidad en \(S_{\lambda }\) y \(S_{TD}\) de alrededor de 79 nm/RIU y 3619 μm/ RIU, respectivamente. Sin embargo, estos pueden mejorarse aún más optimizando \(D_{d}\) y obteniendo el ángulo de resonancia optimizado correspondiente (\(\theta_{r_{o}}\)) para la maximización de PSHE-TD. Esto se puede lograr optimizando los puntos excepcionales para la estructura propuesta. Por lo tanto, se investiga más a fondo el impacto del grosor de la capa defectuosa. La Figura 6a muestra las características PSHE dependientes del grosor de la capa defectuosa de la estructura propuesta. La estructura muestra una buena propiedad de inversión de PSHE cerca del ángulo de resonancia, que se muestra con un círculo negro en la Fig. 6a. En el punto de inversión, la estructura muestra puntos excepcionales con PSHE-TD alto. El análisis demuestra un PSHE máximo para la estructura propuesta con un espesor de capa de defecto optimizado \(D_{d_{o}}\) de 124,16 nm y \(\theta _{r_{o}}\) correspondiente de 61,68\(^ {\circ }\) como se ilustra en la Fig. 6b. Además, considerando las Ecs. (5–7), todos los parámetros (p. ej., \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\), Cos(\(\phi _{s}\ )- \(\phi _{p}\)) y \(\delta _{\pm }^{H}\)) incluida la sensibilidad basada en PSHE se vuelven a evaluar para el parámetro excepcional recientemente optimizado y se muestran en la Fig. 7. Aquí, la expansión de la serie de Taylor de orden cero se usa nuevamente para calcular el PSHE-TD (debido a \(\left| \frac{\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^ 2\) \(\aprox.\) 0). La estructura muestra un \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) muy alto de alrededor de 4.35\(\times 10^{5}\), que es alrededor 91 veces mayor que el valor anterior de la Fig. 4a, como se muestra en la Fig. 7a. Esto da un cambio de PSHE (\(\delta_{\pm }^{H}\)) de alrededor de 56,66\(\lambda \) en \(\theta_{r_{o}}\) = 61,68\(^ {\circ }\), que es alrededor de un 924 % más alto que el valor de la Fig. 5a y se representa en la Fig. 7b. Además, la estructura exhibe un ancho medio máximo (FWHM) muy estrecho de alrededor de 0,005 nm.

(a) Relación de reflexión de Fresnel para la estructura propuesta en \(\lambda \)= 632,8 nm y \(\theta _{i}\)= 61,68\(^{\circ }\), y (b) PSHE mejorado después optimización en el espesor de la capa defectuosa.

Además, el cambio PSHE-TD obtenido es mucho más alto que los valores informados recientemente14,24,34. Teniendo en cuenta estos parámetros excepcionales optimizados, se vuelve a evaluar la capacidad de detección de la estructura. La sensibilidad de la estructura a un pequeño cambio en el índice de refracción se utiliza para obtener la sensibilidad de cambio de PSHE-TD al considerar una variación de 0,001 en el índice de refracción de la cavidad PhC (1,460 a 1,461). Esto da un PSHE-TD (\(\Delta \delta _{+}^H\)) de alrededor de 53,2885\(\lambda \) (52,925\(\lambda \) a 1,460 y − 0,3635\(\lambda \) en 1,461) para una variación del índice correspondiente de 0,001. Esto da una sensibilidad de cambio PSHE-TD promedio (\(S_{TD}^H\)) de alrededor de 33,720 μm/RIU (\(\approx \) 8.31 veces el valor antes de la optimización) como se muestra en la Fig. 8. Además, la estructura exhibe un FOM de alrededor de 6.7\(\times 10^{9}\) \(\hbox {RIU}^{-1}\). De manera similar, los resultados analíticos exhiben una sensibilidad de longitud de onda promedio de alrededor de 46 nm/RIU para interrogación de longitud de onda. Finalmente, la sensibilidad del índice de refracción basado en PSHE de la estructura se compara con las estructuras informadas recientemente y se muestra en la Tabla 1. En comparación con los sensores PSHE informados recientemente, la estructura propuesta muestra un rendimiento PSHE-TD sustancialmente mejor, lo que lleva a una sensibilidad mucho mayor. La estructura también muestra su capacidad para detectar un analito que tiene una variación de índice muy pequeña de 0,001 en un rango de índice de refracción mucho más amplio (1,0 - 1,5). Además, la estructura propuesta se puede fabricar fácilmente utilizando técnicas más sencillas de recubrimiento por centrifugado/inmersión y deposición35,36 y la caracterización PSHE-TD se puede realizar utilizando un método de medición débil37,38.

Sensibilidad PSHE-TD optimizada (\(S_{TD}^H\)) de alrededor de 33 720 μm/RIU.

Este trabajo presenta un análisis teórico y analítico para utilizar una estructura de resonador nanofotónico PhC (1D-PhCR) para mejorar la generación del efecto Hall de espín fotónico. Los parámetros estructurales están optimizados para mejorar significativamente el PSHE-TD. En este trabajo se informa un cambio transversal basado en PSHE de 56,66 veces la longitud de onda operativa y una sensibilidad del índice de refracción basada en PSHE de 33.720 μm/RIU. Esto se atribuye a los puntos excepcionales optimizados que tienen un ángulo de incidencia particular (61,68\(^{\circ }\)) y un espesor de capa de defecto (124,16 nm). En comparación con los sensores PSHE informados recientemente, la estructura propuesta muestra un rendimiento PSHE-TD sustancialmente mejor, lo que lleva a una sensibilidad mucho mayor. La estructura también muestra su capacidad para detectar un analito que tiene una variación de índice muy pequeña de 0,001 en un rango de índice de refracción mucho más amplio (1,0–1,5). Debido a las configuraciones de resonador de PhC asistidas por material puramente dieléctrico utilizadas en este trabajo, se pueden diseñar dispositivos asistidos por estructuras más simples y de bajo costo. Además, debido a PSHE-TD significativamente mejorado, se prevé el desarrollo de dispositivos basados ​​en PSHE de bajo costo para aplicaciones comerciales.

Los datos se pueden obtener del autor correspondiente a petición razonable.

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Laboratorios de Tecnologías Innovadoras (ITL), Universidad de Ciencia y Tecnología Rey Abdullah (KAUST), 23955, Thuwal, Arabia Saudita

Amit Kumar Goyal, Divyanshu Divyanshu y Yehia Massoud

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AKG y DD iniciaron el estudio. AKG realizó el análisis teórico y numérico. Todos los autores analizaron el resultado y revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Yehia Massoud.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Goyal, AK, Divyanshu, D. & Massoud, Y. Mejora de Hall de espín fotónico asistido por resonador nanofotónico para aplicaciones de detección. Informe científico 13, 9292 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36417-5

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Recibido: 19 Abril 2023

Aceptado: 03 junio 2023

Publicado: 07 junio 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36417-5

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