Amélioration de Hall de spin photonique assistée par résonateur nanophotonique pour une application de détection

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 9292 (2023) Citer cet article

31 Accès

Détails des métriques

Ce manuscrit présente une structure de résonateur diélectrique avec des caractéristiques de dispersion modifiées pour améliorer l'effet Hall de spin photonique (PSHE). Les paramètres structurels sont optimisés pour améliorer le PSHE à une longueur d'onde de fonctionnement de 632,8 nm. L'analyse de la dispersion angulaire en fonction de l'épaisseur est effectuée pour optimiser la structure et obtenir les points exceptionnels. La séparation de spin induite par PSHE montre une grande sensibilité à l'épaisseur optique de la couche de défauts. Cela donne un déplacement transversal maximal basé sur le PSHE (PSHE-TD) d'environ 56,66 fois la longueur d'onde de fonctionnement à un angle d'incidence de 61,68°. De plus, la capacité de la structure en tant que capteur d'indice de réfraction à base de PSHE est également évaluée. Les résultats analytiques démontrent une sensibilité moyenne d'environ 33 720 μm/RIU. La structure présente une PSHE-TD environ cinq fois plus élevée et une amélioration d'environ 150 % de la sensibilité par rapport aux valeurs récemment rapportées dans les structures de résonance en mode avec perte. En raison des configurations de résonateur PhC assistées par des matériaux purement diélectriques et du PSHE-TD nettement plus élevé, le développement de dispositifs à faible coût à base de PSHE pour des applications commerciales est envisagé.

L'interaction spin-orbite (SOI) est un phénomène fondamental observé dans divers domaines de recherche scientifique tels que la physique de la matière condensée, la spintronique et la photonique. Ces dernières années, l'étude de l'effet Hall de spin (SHE) dans les électrons, qui est un ensemble de phénomènes SOI relativistes, suscite beaucoup d'intérêt. La capacité de générer, de manipuler et de détecter des courants de spin a donné lieu à des applications telles que la logique booléenne, les mémoires, l'informatique et la sécurité matérielle2,3,4, etc. De même, l'effet Hall de spin photonique (PSHE) a montré diverses applications prometteuses et devrait afficher des performances supérieures en raison de son avantage inhérent. Le PSHE fait référence au décalage transversal dépendant du spin des photons par rapport à la trajectoire optique géométrique lorsque le faisceau traverse une interface optique ou un milieu inhomogène5,6. Bliokh et al. en 2004, a introduit la division topologique basée sur le spin des photons dans le milieu inhomogène en utilisant le concept de phase géométrique de Berry (GBP)7,8. Onoda et al. la même année, a proposé la présence de PSHE basé sur la conversation GBP et moment angulaire optique (OAM)9 et a en outre proposé une approche théorique complète pour calculer le PSHE en 200710. Ainsi, l'origine de PSHE est associée au SOI de la lumière , OAM et phases géométriques, c'est-à-dire la phase Rytov-Vlasimirskii et la phase Pancharatnam-Berry11. En raison de l'effet PSHE, le faisceau réfléchi se divise en états de polarisation correspondants (polarisation RCP/LCP ou H/V).

La première démonstration expérimentale du PSHE a été réalisée en 2008 par Hosten et al. à une interface air-verre12. Suite à cela, des recherches sur le PSHE ont été menées dans des matériaux chiraux13, des films minces métalliques14, des matériaux topologiques15, des cristaux atomiques bidimensionnels16, des métamatériaux17 et des cristaux photoniques (PhC)18, etc. Ici, l'accent est mis sur l'amélioration du PSHE, qui a été étudiée en tenant compte de diverses techniques nanophotoniques telles que l'angle de Brewster19, la résonance plasmonique de surface (SPR)20,21,22, le pompage optique23 et la résonance en mode avec perte (LMR)24, etc. Ces techniques ont été utilisées dans la conception de capteurs d'indice de réfraction très sensibles utilisant PSHE14,24,25,26,27. Cependant, le PSHE-TD signalé est très faible dans la plupart des structures signalées, ce qui limite son utilisation généralisée dans diverses applications passionnantes. Le PSHE-TD peut également être amélioré en considérant les nano-dispositifs à base de cristaux photoniques multicouches en raison de leurs propriétés de contrôle de la lumière28. Ces appareils ont connu une croissance considérable de la demande dans diverses applications passionnantes au cours des dernières années, notamment les diagnostics biomédicaux, la détection de liquide/gaz et la surveillance de l'environnement29,30. Ces nanostructures peuvent être optimisées pour manipuler les interactions lumière-matière, en supprimant une polarisation particulière. Cette propriété améliore PSHE et montre ainsi ses capacités dans plusieurs applications intéressantes dans un large éventail de domaines scientifiques31. Cependant, à notre connaissance, des travaux n'ont pas encore été rapportés dans la littérature sur les seules configurations de résonateur PhC assistées par un matériau diélectrique pour la détection d'indice de réfraction utilisant l'amélioration PSHE.

Cette recherche propose une nouvelle optimisation de la structure du résonateur diélectrique PhC vers l'amélioration du PSHE-TD. La conception proposée comprend une structure bicouche-PhC de nitrure de silicium et de dioxyde de silicium. Les paramètres structurels sont optimisés et régulés pour modifier les caractéristiques de dispersion, ce qui se traduit par une réflexion très faible ou négligeable pour une polarisation particulière (ici, la polarisation p) et une réflexion élevée pour une autre (ici, la polarisation s). Cela donne un rapport très élevé entre le coefficient de réflexion de Fresnel pour s et la lumière polarisée p, c'est-à-dire \(\left| r_s\right| /\left| r_p\right| \), ce qui est essentiel pour obtenir une valeur élevée de PSHE-TD18. La réponse de la structure et le PSHE-TD correspondant sont analysés sur un angle d'incidence plus large de 0° à 90°. L'impact de la variation de l'épaisseur de la couche de défauts sur la génération de PSHE-TD est analysé en profondeur. Les résultats analytiques démontrent une PSHE-TD améliorée de 56,66 fois la longueur d'onde opérationnelle à une épaisseur de couche de défaut de 124,16 nm pour un angle d'incidence de 61,68°. Enfin, la capacité du capteur d'indice de réfraction basé sur PSHE de la structure est également démontrée. L'interrogation angulaire donne une sensibilité moyenne de l'ordre de 33 720 μm/RIU. La structure proposée montre une sensibilité \(\approx \) 150 % plus élevée que la structure basée sur le LMR récemment rapportée24. Enfin, la performance structurelle est également comparée aux valeurs récemment rapportées. Le dispositif proposé est avantageux car la même structure peut être optimisée pour générer du PSHE pour la polarisation horizontale et verticale à des longueurs d'onde définies par l'utilisateur. Par conséquent, le dispositif proposé fournit un capteur à base de PSHE hautes performances pour des applications médicales et commerciales ayant une structure très simple, une fabrication facile et un faible coût.

Le document est organisé en trois grandes sections. Le modèle théorique et la structure du dispositif du résonateur nanophotonique utilisé dans ce travail sont discutés dans la section "Structure et modélisation du dispositif". L'effet de la variation de l'épaisseur de la couche de défaut sur le décalage PSHE est discuté dans la section "Résultats et discussion", et enfin, la dernière section fournit la "Conclusion".

La représentation schématique de l'effet PSHE et de la séparation correspondante des photons est illustrée à la Fig. 1a. Ici, \(\hbox {Z}_{i}\) et \(\hbox {Z}_{r}\) sont les champs incident et réfléchi à l'interface supérieure de la structure nanophotonique, \(\delta _{\pm }\) représente le déplacement transversal du PSHE (PSHE-TD), et \(\theta _{i}\) est l'angle d'incidence. Alors que la Fig. 1b fournit la structure de résonateur 1D-PhC proposée ayant [Substrat\(\mid \)(A,B)\(^N \mid \)D\(\mid \)(A,B)\(^ N \mid\)Air]. La structure est conçue en considérant le 'BK7 Glass' comme substrat (indice de réfraction 1,515 et coefficient d'extinction de 4,09 \(\times \) \(10^{-7}\)). Ici, 'AB' représente une cellule unitaire ayant \(\text {SiO}_{\text {2}}\) comme matériau 'A' et, \(\text {Si}_{\text {3}} \text {N}_{\text {4}}\) comme matériau 'B'. La cellule unitaire est répétée 'N' (ici, 10) fois pour obtenir une réflectance suffisamment élevée (ici, > 99%). La couche de défaut 'D' est considérée comme \(\text {SiO}_{\text {2}}\) (similaire à 'A' pour plus de simplicité). Les matériaux A(\(n_{L}\)) et B(\(n_{H}\)) possèdent des indices de réfraction de 1,46 et 2,2, qui sont calculés à l'aide de l'équation de Sellmeier. La perte inhérente des matériaux « A et B » est prise en compte en prenant la constante diélectrique imaginaire égale à 0,0001 et 0,0007, respectivement. L'épaisseur physique des matériaux est calculée en tenant compte de la configuration de la pile de Bragg en quart de longueur d'onde. Ainsi, l'épaisseur de A(\(D_{l}\)) et B(\(D_{h}\)) a été sélectionnée à 128 nm et 85 nm, respectivement. Initialement, l'épaisseur de la couche de défaut (\(D_{d}\)) est considérée comme équivalente à la couche 'A'.

(a) Représentation schématique de PSHE dans des structures nanophotoniques et, (b) structure de dispositif proposée avec configuration : [substrat\(\mid \)(A,B)\(^N \mid \)D\(\mid \)( A,B)\(^N \mid \)Air], avec N=10.

Considérant un faisceau gaussien monochromatique incident dont le spectre angulaire est donné par l'Eq. (1) avec une longueur d'onde de fonctionnement de \(\lambda \) et une taille de faisceau \(w_{0}\),

où, \(k_{ix}\) et \(k_{iy}\) sont des composantes du vecteur d'onde dans la direction \(x_{i}\) et \(y_{i}\) et +/- désignent composantes de polarisation circulaire gauche/droite, respectivement.

Un faisceau gaussien polarisé linéairement est divisé en deux composantes polarisées circulairement avec des décalages opposés dus à l'effet Hall de spin, c'est-à-dire que le PSHE est décrit pour la séparation dépendante du spin des composantes polarisées circulairement gauche et droite, et donc le champ réfléchi le centroïde doit être calculé en tenant compte des déplacements du centre de gravité du faisceau lumineux par rapport à la prédiction géométrique-optique. Comme le faisceau gaussien peut être formulé comme un paquet d'ondes localisé dont le spectre est arbitrairement étroit, il a été largement utilisé pour les études basées sur PSHE19,20,21.

La représentation de l'ensemble de base de spin de l'Eq. (1) est décrit dans l'équation. (2),

ici H(V) représente l'état de polarisation horizontale (verticale). La relation entre le spectre angulaire réfléchi et le spectre angulaire incident doit être vérifiée pour obtenir le PSHE-TD requis. La relation souhaitée est obtenue par rotation de coordonnées décrite dans l'équation. (3)19,

ici,

où, k = 2\(\pi \)/\(\lambda \) est le nombre d'onde, le coefficient de réflexion de Fresnel est représenté par \(r_{s,p}\) pour les états de polarisation correspondants.

En termes d'états de polarisation H, basés sur les équations. (2, 3), le spectre angulaire réfléchi est décrit par Eq. (4),

ici,

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

Des étapes similaires donneraient un spectre angulaire réfléchi pour le spectre réfléchi polarisé V, c'est-à-dire \(\tilde{\textrm{E}}_r^V\). Pour obtenir l'expression généralisée du coefficient de réflexion de Fresnel, des méthodes numériques classiques comme la méthode de la matrice de transfert (TMM) peuvent être utilisées32. Pour une telle structure multicouche, la méthode de matrice de transmission 2*2 peut donner l'expression souhaitée33 :

ici \(T_{l-1 \rightarrow l}=\frac{1}{t_{l-1 \rightarrow l}}\left[ \begin{array}{cc}1 &{} r_{l-1 \ rightarrow l} \\ r_{l-1 \rightarrow l} &{} 1\end{array}\right] \) représente la matrice de transmission de la \((l-1)ième\) couche à la nième couche.

\(P_l=\) \(\left[ \begin{array}{cc}\exp \left( i k_{lz} d_t\right) &{} 0 \\ 0 &{} \exp \left( -i k_{lz} d_t\right) \end{array}\right] \) est la matrice de propagation pour la lème couche d'épaisseur \(d_t\). Le coefficient de réflexion est donné par les éléments TMM as33 :

Pour obtenir le \(r_{s, p}\) le développement en série de Taylor est utilisé, ce qui développe les coefficients de Fresnel comme :

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

Et enfin, pour obtenir le PSHE-TD du centre de gravité du champ par rapport à la prédiction optique géométrique, l'expression suivante est utilisée20,

Dans ce travail, nous limitons notre discussion à l'état de polarisation H. En considérant l'approximation au premier ordre de l'Eq. (5) et en utilisant les Éqs. (2–6), \(\delta _{\pm }^{H}\) s'obtient comme suit21 :

Ici, \(\left| \frac{\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^2\) \(\approx \) 0 (discuté dans la section suivante), ce qui permet à Eq. (7) à simplifier en utilisant le développement en série de Taylor d'ordre zéro de l'équation. (5) et de plus, en résolvant certaines inégalités mathématiques, la relation suivante peut être facilement obtenue22,27 :

Si le terme \(\left| \frac{\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^2\) dans Eq. (7) est grand, alors l'approximation au premier ordre de l'Eq. (5) devra être pris en compte pour une précision accrue14. Généralement, dans de tels cas, la taille de la poutre '\(w_{0}\)' peut être maintenue suffisamment élevée pour que l'inégalité \(k^2 w_0^2\) \(\gg \) \(\left| \frac {\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^2\), qui permet d'obtenir une expression simplifiée pour l'Eq. (7) avec une précision suffisante pour des applications pratiques. De l'éq. (8), il est évident que le coefficient de réflexion de Fresnel joue un rôle clé dans le calcul de PSHE-TD. Dans la section suivante, la structure du dispositif sera étudiée en maximisant le \(\delta _{\pm }^{H}\) par rapport aux coefficients de réflexion de Fresnel.

L'analyse est réalisée par la méthode de la matrice de transfert (TMM) qui permet de calculer le coefficient de réflexion/transmission de la structure. Initialement, l'analyse de la dispersion angulaire de la structure proposée est effectuée pour mesurer ses coefficients de réflexion de Fresnel pour la lumière polarisée s et p. La figure 2 montre le diagramme de dispersion angulaire de la structure proposée pour les états de polarisation s et de polarisation p. À une incidence normale, les polarisations s et p montrent la génération d'un état de défaut à une longueur d'onde de fonctionnement de 750 nm dans la bande interdite photonique (PBG) de 233 nm (644–877 nm). Cependant, l'augmentation de l'angle d'incidence conduit à une variation significative de la longueur d'onde du mode de défaut pour la lumière d'incidence polarisée s par rapport à la lumière d'incidence polarisée p. Par conséquent, la sélection d'un angle d'incidence et d'une longueur d'onde de fonctionnement appropriés peut entraîner une amélioration de \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\). Initialement, la structure est optimisée pour améliorer le PSHE à une longueur d'onde de fonctionnement de 632,8 nm, marquée par une ligne blanche sur la figure 2. Cependant, la même analyse peut être effectuée à toute autre longueur d'onde définie par l'utilisateur. Pour une longueur d'onde de fonctionnement de 632,8 nm, deux points « A » et « B » sont marqués sur la figure 2 pour une analyse plus approfondie. Ces points correspondent à un angle d'incidence de 62,62 ° et 60,24 °, et la réponse de réflectance correspondante est illustrée à la Fig. 3. Pour un angle d'incidence de 62,62 \(^{\circ }\), la structure présente un coefficient de réflexion de Fresnel très faible pour p -la lumière polarisée, tandis que la polarisation s a une réponse de réflectance relativement plus élevée à une longueur d'onde de fonctionnement de 632,8 nm.

Analyse de dispersion dépendante de la polarisation de la structure proposée : [Substrat|(A,B)\(^{N}\) \(|\)Défaut|(A,B)\(^{N}\) \(|\)Air ].

La figure 3a montre la réponse de réflectance dépendante de la longueur d'onde de la structure proposée à un angle d'incidence fixe de 62, 62 \ (^ {\ circ } \) et sur la figure 3b, l'interrogation angulaire correspondante à une longueur d'onde de fonctionnement constante de 632, 8 nm est illustrée. À partir de la Fig. 3b, nous observons que pour un petit \(\partial \theta _{i}\) à 62,62\(^{\circ }\), le terme \(\left| \frac{\partial ln r_p} {\partial \theta _i}\right| ^2\) \(\approx \) 0, ce qui permet le développement en série de Taylor d'ordre zéro de l'équation. (5)14,22,27 pour obtenir \(\delta _{\pm }^{H}\). Il ressort clairement de la Fig. 3 que pour un angle d'incidence de 62,62\(^{\circ }\), la structure a une réflexion beaucoup plus grande pour la lumière polarisée s et une réflexion peu profonde pour la lumière polarisée p à \(\lambda \) = 632,8 nm. La même chose a été vérifiée par interrogation angulaire, qui est illustrée sur la figure 3b. Ainsi, on s'attend à ce qu'il ait un ratio élevé de \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\), qui est l'une des conditions essentielles pour l'amélioration du PSHE-TD selon l'éq. (7). Une autre condition essentielle pour l'amélioration de PSHE-TD est d'avoir une fonction cosinus maximale (Cos(\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p}\))). Par conséquent, le rapport de réflectance dépendant de l'angle et la fonction cosinus sont évalués pour la lumière polarisée s et p pour la structure proposée, qui est illustrée à la Fig. 4. La structure présente une \(\frac{\mid r_{s}) très élevée \mid }{\mid r_{p}\mid }\) d'environ 4763 pour \(\theta _{i}\) = 62,62\(^{\circ }\) et \(\lambda \) = 632,8 nm comme le montre la figure 4a. Alors que \(\frac{\mid r_{p}\mid }{\mid r_{s}\mid }\) est négligeable sur ces valeurs de longueur d'onde/angle d'incidence. Le \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) montre une grande variation dans une plage de valeurs particulièrement étroite de \(\theta _{i}\) et reste pratiquement insensible au changement de l'angle d'incidence. Ce comportement est utilisé pour les applications basées sur la détection. Comme \(\delta ^H\) dépend également de \(\phi _{s,p}\), la différence de phase (\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p}\ )) a été analysé. Dans la Fig. 4b, ici la valeur cos(\(\phi _{s}\)- \(\phi _{p})\) a un changement brusque d'amplitude à \(\theta _{i}\) = 62,62 \(^{\circ }\), qui est généralement observé (\(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) a une grande valeur à ce \(\ thêta _{i}\)).

(a) Réponse de réflectance dépendant de la longueur d'onde de la structure à un \(\theta _{i}\) fixe de 62,62\(^{\circ }\) et (b) Interrogation angulaire à un \(\lambda \) constant de 632,8 nm.

(a) Rapport de réflexion de Fresnel pour la structure proposée à \(\lambda \)= 632,8 nm et \(\theta _{i}\)= 62,62\(^{\circ }\). (b) Variation de l'angle de phase par rapport à \(\theta _{i}\) avec un creux marqué observé à \(\theta _{i}\)= 62,62\(^{\circ }\).

Enfin, PSHE-TD dépendant de l'angle est calculé sur les paramètres optimisés. La figure 5 montre le PSHE-TD pour l'état polarisé H par rapport à \(\lambda \). La structure possède un maximum de 5,53\(\lambda \) PSHE-TD avec les paramètres sélectionnés comme indiqué sur la Fig. 5a. Le PSHE-TD présente également une demi-largeur maximale (FWHM) très étroite d'environ 0,016 nm. De plus, la capacité de détection de la structure est démontrée en considérant à la fois les méthodes d'interrogation de longueur d'onde et PSHE. L'infiltration de l'analyte ayant une constante diélectrique variable entraîne une modification de l'indice effectif de la cavité PhC. Cela entraîne un décalage de la longueur d'onde de fonctionnement, illustré sur la figure 5b.

( a ) Déplacement transversal PSHE normalisé en fonction de la longueur d'onde dépendant de l'angle calculé et ( b ) analyse de sensibilité de la structure proposée à l'aide de la méthode d'interrogation PHSE-TD.

Le PSHE-TD (\(\delta _{+}^H\)) a la même amplitude que \(\delta _{-}^H\) basé sur l'équation. (6). Ainsi, ce travail ne considère que \(\delta _{+}^H\) pour l'analyse de sensibilité. L'infiltration de l'analyte dans la cavité PhC entraîne un décalage de la longueur d'onde de résonance (ou PSHE-TD), qui est ensuite mesurée pour calculer la sensibilité. Le paramètre de sensibilité de décalage d'interrogation PSHE-TD (\(S_{TD}\)) à une longueur d'onde de fonctionnement fixe (\(\lambda \)) est mesuré en calculant le décalage de PSHE-TD (\(\Delta \delta _{ +}^H\)) pour une différence correspondante dans l'indice de réfraction de l'analyte infiltré dans la structure de la cavité PhC. Ainsi,

Étant donné que la structure est très sensible à un changement d'indice de réfraction infime, la sensibilité de décalage basée sur la structure PSHE-TD est donc calculée en considérant une variation de 0,001 de l'indice de réfraction de la cavité PhC (1,460 à 1,461). Cela donne un décalage de PSHE-TD (\(\Delta \delta _{+}^H\)) d'environ 5,72\(\lambda \) (5,53\(\lambda \) à 1,460 et − 0,1928\(\lambda \) à 1,461) pour une variation d'indice correspondante (\(\Delta \) \(n_d\)) de 0,001. Cela donne la sensibilité moyenne au décalage PSHE-TD (\ (S_{TD} ^ H \)) d'environ 3619 μm / RIU, comme le montre la Fig. 5b. De plus, la structure présente un facteur de mérite (FOM = \(\frac{S_{TD}^H}{\lambda _{1/2}}\)) d'environ 2,26\(\times 10^{8}\ ) \(\hbox {RIU}^{-1}\).

Variation de l'épaisseur de la couche de défaut par rapport à l'angle d'incidence.

De plus, le paramètre de sensibilité d'interrogation de longueur d'onde (\(S_{\lambda }\)) à un \(\mid \delta _{max}^H \mid \) est mesuré en calculant le décalage de la longueur d'onde de résonance (\(\ Delta \lambda \)) pour une différence correspondante dans l'indice de réfraction de l'analyte infiltré (\(\Delta n_d\)) dans la structure de la cavité PhC. Ainsi,

Cela donne une sensibilité moyenne (\(S_{\lambda }\)) \(\approx \) 79 nm/RIU pour la méthode d'interrogation en longueur d'onde. Bien que la structure proposée montre un PSHE-TD élevé d'environ 5,53\(\lambda \) avec une sensibilité en \(S_{\lambda }\) et \(S_{TD}\) d'environ 79 nm/RIU et 3 619 μm/ RIU, respectivement. Cependant, ceux-ci peuvent encore être améliorés en optimisant le \(D_{d}\) et en obtenant l'angle de résonance optimisé correspondant (\(\theta _{r_{o}}\)) pour la maximisation PSHE-TD. Ceci peut être accompli en optimisant les points exceptionnels pour la structure proposée. Par conséquent, l'impact de l'épaisseur de la couche de défaut est étudié plus en détail. La figure 6a montre les caractéristiques PSHE dépendantes de l'épaisseur de la couche défectueuse de la structure proposée. La structure montre une bonne propriété d'inversion de PSHE près de l'angle de résonance, illustré par un cercle noir sur la figure 6a. Au point d'inversion, la structure montre des points exceptionnels avec un PSHE-TD élevé. L'analyse démontre un PSHE maximal pour la structure proposée à une épaisseur de couche de défaut optimisée \(D_{d_{o}}\) de 124,16 nm et \(\theta _{r_{o}}\) correspondante de 61,68\(^ {\circ }\) comme illustré à la Fig. 6b. De plus, en considérant les Eqs. (5–7), tous les paramètres (par exemple, \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\), Cos(\(\phi _{s}\ )- \(\phi _{p}\)), et \(\delta _{\pm }^{H}\)) incluant la sensibilité basée sur PSHE sont réévalués pour le paramètre exceptionnel nouvellement optimisé et sont affichés sur la figure 7. Ici, le développement de la série de Taylor d'ordre zéro est à nouveau utilisé pour calculer le PSHE-TD (à cause de \(\left| \frac{\partial ln r_p}{\partial \theta _i}\right| ^ 2\) \(\environ \) 0). La structure montre un \(\frac{\mid r_{s}\mid }{\mid r_{p}\mid }\) très élevé d'environ 4,35\(\times 10^{5}\), qui est d'environ 91 fois plus élevée que la valeur précédente de la Fig. 4a, comme le montre la Fig. 7a. Cela donne un décalage PSHE (\(\delta _{\pm }^{H}\)) d'environ 56,66\(\lambda \) à \(\theta _{r_{o}}\) = 61,68\(^ {\circ }\), qui est environ 924 % supérieure à la valeur de la Fig. 5a et est représentée sur la Fig. 7b. De plus, la structure présente une demi-largeur maximale (FWHM) très étroite d'environ 0,005 nm.

(a) Taux de réflexion de Fresnel pour la structure proposée à \(\lambda \)= 632,8 nm et \(\theta _{i}\)= 61,68\(^{\circ }\), et (b) PSHE amélioré après optimisation de l'épaisseur de la couche de défauts.

De plus, le décalage PSHE-TD obtenu est beaucoup plus élevé que les valeurs récemment rapportées14,24,34. Compte tenu de ces paramètres exceptionnels optimisés, la capacité de détection de la structure est réévaluée. La sensibilité de la structure à un petit changement d'indice de réfraction est utilisée pour obtenir la sensibilité au décalage PSHE-TD en considérant une variation de 0,001 de l'indice de réfraction de la cavité PhC (1,460 à 1,461). Cela donne un PSHE-TD (\(\Delta \delta _{+}^H\)) d'environ 53,2885\(\lambda \) (52,925\(\lambda \) à 1,460 et − 0,3635\(\lambda \) à 1,461) pour une variation d'indice correspondante de 0,001. Cela donne la sensibilité de décalage PSHE-TD moyenne (\(S_{TD}^H\)) d'environ 33 720 μm/RIU (\(\approx \) 8,31 fois la valeur avant optimisation) comme le montre la Fig. 8. De plus, la structure présente un FOM d'environ 6,7\(\times 10^{9}\) \(\hbox {RIU}^{-1}\). De même, les résultats analytiques présentent une sensibilité moyenne à la longueur d'onde d'environ 46 nm/RIU pour l'interrogation en longueur d'onde. Enfin, la sensibilité de l'indice de réfraction basée sur PSHE de la structure est comparée aux structures récemment rapportées et est présentée dans le tableau 1. Par rapport aux capteurs PSHE récemment rapportés, la structure proposée présente des performances PSHE-TD nettement meilleures, conduisant à une sensibilité beaucoup plus élevée. La structure montre également sa capacité à détecter un analyte ayant une très petite variation d'indice de 0,001 dans une plage d'indice de réfraction beaucoup plus large (1,0 - 1,5). De plus, la structure proposée peut facilement être fabriquée à l'aide de techniques de revêtement et de dépôt par rotation/immersion plus simples35,36 et la caractérisation PSHE-TD peut être effectuée à l'aide d'une méthode de mesure faible37,38.

Sensibilité PSHE-TD optimisée (\(S_{TD}^H\)) d'environ 33 720 μm/RIU.

Ce travail présente une analyse théorique et analytique pour l'utilisation d'une structure de résonateur nano-photonique PhC (1D-PhCR) pour la génération d'effet Hall de spin photonique amélioré. Les paramètres structurels sont optimisés pour améliorer considérablement le PSHE-TD. Un décalage transversal basé sur PSHE de 56, 66 fois la longueur d'onde de fonctionnement et une sensibilité d'indice de réfraction basée sur PSHE de 33 720 μm / RIU sont rapportés dans ce travail. Ceci est attribué aux points exceptionnels optimisés ayant un angle d'incidence particulier (61,68\(^{\circ }\)) et une épaisseur de couche de défaut (124,16 nm). Par rapport aux capteurs PSHE récemment rapportés, la structure proposée montre des performances PSHE-TD nettement meilleures, conduisant à une sensibilité beaucoup plus élevée. La structure montre également sa capacité à détecter un analyte ayant une très faible variation d'indice de 0,001 dans une plage d'indice de réfraction beaucoup plus large (1,0 à 1,5). En raison des configurations de résonateur PhC purement assistées par matériau diélectrique utilisées dans ce travail, des dispositifs assistés par structure plus simples et peu coûteux peuvent être conçus. De plus, en raison de l'amélioration significative du PSHE-TD, le développement de dispositifs basés sur le PSHE à faible coût pour des applications commerciales est envisagé.

Les données peuvent être obtenues auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Sinova, J., Valenzuela, SO, Wunderlich, J., Back, C. & Jungwirth, T. Effets Spin Hall. Rév. Mod. Phys. 87, 1213 (2015).

Annonces d'article Google Scholar

Srinivasan, S., Sarkar, A., Behin-Aein, B. & Datta, S. Dispositif logique à tous les spins avec non-réciprocité intégrée. IEEE Trans. Magn. 47, 4026-4032 (2011).

Annonces d'article Google Scholar

Moinuddin, MG, Lone, AH, Srinivasan, S. & Sharma, SK Réalisation d'une jonction tunnel magnétique perpendiculaire à grande surface à base de Co20Fe60B20 pour l'application d'un appareil compatible CMOS. ACS Appl. Électron. Mater. 1, 2268-2278 (2019).

Article CAS Google Scholar

Divyanshu, D., Kumar, R., Khan, D., Amara, S. & Massoud, Y. FSM ont inspiré un filigrane matériel non conventionnel utilisant SOT-MTJ assisté sur le terrain. Accès IEEE 11, 8150–8158 (2023).

Article Google Scholar

Bliokh, KY & Nori, F. Effet Hall relativiste. Phys. Rév. Lett. 108, 120403 (2012).

Article ADS PubMed Google Scholar

Bliokh, KY & Aiello, A. Goos-hänchen et imbert-fedorov décalages de faisceau : Un aperçu. J. Opt. 15, 014001 (2013).

Annonces d'article Google Scholar

Bliokh, KY & Bliokh, YP Optique géométrique modifiée d'un milieu isotrope légèrement inhomogène : l'anisotropie, la phase de baies et l'effet magnus optique. Phys. Rév. E 70, 026605 (2004).

Annonces d'article Google Scholar

Bliokh, KY & Bliokh, YP Transport de spin topologique des photons : l'effet magnus optique et la phase de baie. Phys. Lett. A 333, 181-186 (2004).

Article ADS CAS MATH Google Scholar

Onoda, M., Murakami, S. & Nagaosa, N. Effet Hall de la lumière. Phys. Rév. Lett. 93, 083901 (2004).

Article ADS PubMed Google Scholar

Bliokh, KY & Bliokh, YP Polarisation, décalages transversaux et lois de conservation du moment cinétique en réflexion partielle et réfraction d'un paquet d'ondes électromagnétiques. Phys. Rév. E 75, 066609 (2007).

Annonces d'article Google Scholar

Bliokh, KY, Gorodetski, Y., Kleiner, V. & Hasman, E. Effet Coriolis en optique : phase géométrique unifiée et effet spin-Hall. Phys. Rév. Lett. 101, 030404 (2008).

Article ADS PubMed Google Scholar

Hosten, O. & Kwiat, P. Observation de l'effet Hall de spin de la lumière via des mesures faibles. Sciences 319, 787-790 (2008).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Luo, H. et al. Effet Spin Hall d'un faisceau lumineux dans des matériaux gauchers. Phys. Rév. A 80, 043810 (2009).

Annonces d'article Google Scholar

Jiang, X. et al. Effet Hall de spin photonique amélioré avec une résonance plasmon de surface de film bimétallique. Plasmonics 13, 1467–1473 (2018).

Article CAS Google Scholar

Xu, W. et al. Effet Hall de spin photonique géant près des points de Dirac. Phys. Rév. A 101, 023826 (2020).

Article ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Zhang, W. et al. Effet Hall de spin photonique à la surface de cristaux atomiques bidimensionnels anisotropes. Photon. Rés. 6, 511-516 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Kim, M. et al. Observation de l'effet Hall de spin optique amélioré dans un métamatériau hyperbolique vertical. ACS Photon. 6, 2530-2536 (2019).

Article CAS Google Scholar

Ling, X.-H., Luo, H.-L., Tang, M. & Wen, S.-C. Effet Hall de spin amélioré et accordable de la lumière lors de la réflexion d'un cristal photonique unidimensionnel avec une couche de défauts. Menton. Phys. Lett. 29, 074209 (2012).

Annonces d'article Google Scholar

Luo, H., Zhou, X., Shu, W., Wen, S. et Fan, D. Effet Hall de rotation amélioré et commutable de la lumière près de l'angle de Brewster lors de la réflexion. Phys. Rév. A 84, 043806 (2011).

Annonces d'article Google Scholar

Zhou, X. & Ling, X. Effet Hall de spin photonique amélioré dû à la résonance plasmon de surface. IEEE Photon. J. 8, 1–8 (2016).

Google Scholar

Tan, X.-J. & Zhu, X.-S. Amélioration de l'effet Hall de spin photonique via la résonance plasmon de surface à longue portée. Opter. Lett. 41, 2478-2481 (2016).

Article ADS PubMed Google Scholar

Xiang, Y., Jiang, X., You, Q., Guo, J. & Dai, X. Effet Hall de spin amélioré de la lumière réfléchie avec résonance de plasmons de surface à ondes guidées. Photon. Rés. 5, 467–472 (2017).

Article CAS Google Scholar

Dong, P., Cheng, J., Da, H. et Yan, X. Contrôle de l'effet Hall de spin photonique dans la structure graphène-diélectrique par pompage optique. Nouveau J. Phys. 22, 113007 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Wang, H., He, Y., Zhang, J. & Xu, Y. Capteur d'indice de réfraction hautement sensible basé sur l'effet Hall de spin photonique amélioré par résonance en mode avec perte. JOSA B 39, 2992–2997 (2022).

Article ADS CAS Google Scholar

Liang, C., Wang, G., Deng, D. & Zhang, T. Détection d'indice de réfraction contrôlable et détection multifonctionnelle basée sur l'effet Hall de spin de la lumière. Opter. Express 29, 29481–29491 (2021).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Cheng, J., Xiang, Y., Xu, J., Liu, S. et Dong, P. Détection d'indice de réfraction hautement sensible basée sur l'effet Hall de spin photonique et son application à la détection du cancer. IEEE Sens. J. 22, 12754–12760. https://doi.org/10.1109/JSEN.2022.3177523 (2022).

Article ADS CAS Google Scholar

Zhou, X., Sheng, L. & Ling, X. Capteur d'indice de réfraction activé par effet Hall de spin photonique utilisant des mesures faibles. Sci. Rep. 8, 1221 (2018).

Article ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Joannopoulos, J., Johnson, S., Winn, J. & Meade, R. Cristaux photoniques : moulage du flux de lumière 2e éd. (Université de Princeton, 2008).

MATH Google Scholar

Goyal, AK, Dutta, HS & Pal, S. Avancées et progrès récents dans les capteurs de gaz à base de cristaux photoniques. J.Phys. Appl. Phys. 50, 203001 (2017).

Annonces d'article Google Scholar

Dash, D., Saini, J., Goyal, AK et Massoud, Y. Résonateur nanophotonique à modulation d'indice exponentiel pour des applications de détection hautes performances. Sci. Rep. 13, 1431 (2023).

Article ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Liu, S., Chen, S., Wen, S. & Luo, H. Effet Hall de spin photonique : principes fondamentaux et applications émergentes. Opto-électron. Sci. 1, 220007–1 (2022).

Article Google Scholar

Sánchez-Soto, LL, Monzón, JJ, Barriuso, AG & Cariñena, JF La matrice de transfert : Une perspective géométrique. Rapport physique 513, 191–227 (2012).

Article ADS MathSciNet Google Scholar

Luo, H. et al. Améliorer ou supprimer l'effet Hall de spin de la lumière dans les nanostructures en couches. Phys. Rév. A 84, 033801 (2011).

Annonces d'article Google Scholar

Cheng, J. et al. Effet Hall de spin photonique dans une cavité symétrique en temps de parité et son application de détection. Opter. Commun. 498, 127247 (2021).

Article CAS Google Scholar

Shen, H., Wang, Z., Wu, Y. & Yang, B. Cristaux photoniques unidimensionnels : fabrication, réactivité et applications émergentes dans la construction 3D. RSC Adv. 6, 4505–4520 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Goyal, AK, Dutta, HS & Pal, S. Développement d'un capteur à base de cristal photonique unidimensionnel poreux uniforme. Optik 223, 165597. https://doi.org/10.1016/j.ijleo.2020.165597 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Aharonov, Y., Albert, DZ et Vaidman, L. Comment le résultat d'une mesure d'une composante du spin d'une particule de spin-1/2 peut s'avérer être 100. Phys. Rév. Lett. 60, 1351-1354 (1988).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Salvail, J., Agnew, M. & Johnson, A. Caractérisation complète des états de polarisation de la lumière par mesure directe. Nat. Photon. 7, 316–321 (2013).

Article ADS CAS Google Scholar

Prajapati, YK Détection de l'effet Hall de spin photonique utilisant une mesure faible dans la structure SPR utilisant de l'antimonène : une application de détection. Super-réseaux Microstruct. 155, 106886 (2021).

Article CAS Google Scholar

Télécharger les références

Laboratoires de technologies innovantes (ITL), Université des sciences et technologies du roi Abdallah (KAUST), 23955, Thuwal, Arabie saoudite

Amit Kumar Goyal, Divyanshu Divyanshu & Yehia Massoud

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

AKG et DD ont lancé l'étude. AKG a effectué l'analyse théorique et numérique. Tous les auteurs ont analysé le résultat et examiné le manuscrit.

Correspondance à Yehia Massoud.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International, qui autorise l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur tout support ou format, à condition que vous accordiez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournissez un lien vers la licence Creative Commons et indiquez si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel de tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

Goyal, AK, Divyanshu, D. & Massoud, Y. Amélioration de Hall de spin photonique assistée par résonateur nanophotonique pour une application de détection. Sci Rep 13, 9292 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36417-5

Télécharger la citation

Reçu : 19 avril 2023

Accepté : 03 juin 2023

Publié: 07 juin 2023

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

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.