Demostración experimental de múltiples resonancias de Fano en una matriz reflejada de split

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 15846 (2022) Citar este artículo

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Este trabajo demuestra la primera observación experimental de múltiples resonancias de Fano en el rango de terahercios en un sistema basado en una matriz de resonadores de anillo dividido con simetría especular depositados en un sustrato de politetrafluoroetileno (PTFE) de bajo índice de refracción y baja pérdida. Por primera vez, se ha utilizado la activación superficial selectiva inducida por tecnología láser para depositar una capa de cobre sobre un sustrato de PTFE con la aplicación adicional de litografía de máscara estándar para la fabricación de metasuperficies.

Las resonancias de tipo Fano se observan en metasuperficies hechas de resonadores de anillo dividido (SRR). Para conseguirlo se introduce asimetría adicional en el SRR. Normalmente, el anillo se divide en dos secciones de diferentes longitudes donde se excita el llamado "modo oscuro", responsable de la aparición de la resonancia Fano1. Debido al débil acoplamiento del modo oscuro con los campos eléctricos externos, la resonancia Fano demuestra una alta calidad de resonancia. Por lo tanto, se espera que dicho metamaterial pueda encontrar aplicación en el desarrollo de una variedad de sensores2.

Debido a los diferentes requisitos de aplicación, el interés de la investigación en el campo de la resonancia de Fano se ha extendido desde una única resonancia de Fano a múltiples resonancias de Fano. Las resonancias multiespectrales de Fano son prometedoras en la detección bioquímica multicanal3, la generación de segundos armónicos multibanda4 y los absorbentes/emisores multibanda5. Mientras que la resonancia única de Fano surge de la combinación de un modo brillante y un modo oscuro, la combinación de un modo brillante con varios modos oscuros puede dar como resultado varias resonancias de Fano. Se crean múltiples resonancias de Fano mediante la introducción de nuevas asimetrías en una estructura periódica planar6, la excitación colectiva de una red de metamoléculas que consta de dos resonadores de metamateriales diferentes7, mediante el acoplamiento entre el modo de polaritón de plasmón de superficie y los modos de guía de onda planar de orden múltiple8. Múltiples resonancias de Fano en estructuras de guía de ondas de metal-aislante-metal con diferentes formas de cavidades9 han atraído la atención de muchos investigadores debido a sus características sobresalientes, incluida la facilidad de integración y el confinamiento profundo de la luz en las longitudes de onda visible e infrarroja cercana. Se han propuesto estructuras híbridas de guía de onda de metamaterial (HMW) para establecer múltiples picos de Fano causados por la interferencia destructiva de los modos de plasmón brillante y cuasi-guiado oscuro. Las consideraciones teóricas han demostrado que, debido a las características multimodo de la guía de ondas de losa, el diseño de HMW puede ofrecer una manera fácil de realizar múltiples resonancias de Fano en resonadores metálicos simples que operan en los rangos espectrales de infrarrojo lejano y terahercios10,11,12. Recientemente, en el rango de frecuencia de GHz, se ha demostrado experimentalmente una transparencia múltiple inducida electromagnéticamente utilizando una metasuperficie de doble capa13 y una extensión de conversión de polarización de banda ultraancha utilizando múltiples resonancias de Fano14. En ambos casos, para lograr resonancias múltiples, las celdas unitarias de las metasuperficies propuestas han sido bastante complicadas.

En este trabajo, presentamos la primera observación experimental de múltiples resonancias de Fano en el rango de terahercios en un sistema HMW basado en una matriz de resonadores de anillo dividido con simetría especular15,16. Proponemos un esquema para la observación de resonancia de Fano múltiple a través de la interacción del modo plasmónico con los modos de guía de ondas dieléctricas que aparecen en una matriz simétrica de espejo de SRR depositados en un sustrato de politetrafluoroetileno (PTFE) de índice de refracción bajo y pérdida baja. Al aumentar el grosor del sustrato, se excitan modos de guía de ondas más altos. Como resultado, interactúan con el modo plasmónico y aparecen múltiples resonancias de Fano. El número de resonancias de Fano y sus frecuencias características se pueden ajustar simplemente cambiando el grosor del sustrato. Sorprendentemente, nuestro diseño proporciona una guía de ondas abierta (sin revestimiento) con un gran potencial para diseñar biosensores de múltiples longitudes de onda, sensores de índice de refracción y filtros.

Se conocen varios métodos que se pueden aplicar para fabricar metasuperficies, como la impresión por chorro de tinta17, la serigrafía18, la impresión de rollo a rollo19, la deposición de vapor químico20. Sin embargo, ninguno de los métodos mencionados puede depositar una capa de metal sobre el sustrato de PTFE con suficiente adherencia al sustrato. Por lo tanto, en este trabajo se utiliza el novedoso método de activación superficial selectiva por láser (SSAIL)21,22,23,24. SSAIL consta de 3 pasos principales: modificación con láser de la superficie dieléctrica, activación química de las áreas modificadas sumergiéndolas en una solución y deposición química de metal sin electricidad de las partes activadas. La nueva tecnología ofrece velocidades de escritura láser de hasta 4 m/s y, por lo tanto, el paso de recubrimiento espacial se mantiene tan estrecho como 25 µm. En comparación con otras tecnologías de recubrimiento, la principal ventaja del proceso SSAIL es que el proceso es selectivo y la deposición de cobre aparece solo en la superficie modificada con láser. Además, SSAIL no requiere aditivos especiales en la matriz polimérica y se puede utilizar material comercial estándar (disponible en el mercado) como portador de circuito. SSAIL brinda beneficios únicos para la aplicación de PTFE al formar una alta adhesión de cobre al sustrato. Además, las estructuras SRR se fabrican utilizando fotolitografía de máscara estándar.

La metasuperficie que estudiamos se muestra esquemáticamente en la Fig. 1. Se ve que el SRR, en cada segunda columna de la matriz, se gira 180 grados. Tal configuración ha permitido la detección de resonancia de Fano único antes15,16.

Esquemas de la matriz reflejada de SRR y celda unitaria única ampliada. La dimensión de la celda unida en la dirección x Lx es dos veces mayor que Ly = 600 μm. Las dimensiones de SRR son A = 500 μm, W = G = 50 μm, el espesor de metalización es de 10 μm y el campo eléctrico externo es paralelo al eje y.

Dado que el campo eléctrico de las ondas electromagnéticas cruza la brecha de SRR, en ellas se excitan modos plasmónicos impares (n = 1, 3, …), donde n es el número de medias longitudes de onda de oscilaciones que caben en el perímetro de SRR25.

Para la investigación experimental, los resonadores se forman sobre un sustrato de politetrafluoroetileno (PTFE). El PTFE es un material que tiene propiedades mecánicas y eléctricas únicas. Su característica distintiva son las bajas pérdidas dieléctricas. Por esta razón, el PTFE es un material atractivo para aplicaciones en la banda de GHz. Sin embargo, dado que el material tiene un coeficiente de fricción muy bajo, es difícil depositar el metal en la superficie del PTFE. Existen varios estudios basados en grabado químico y grabado con plasma26,27. Sin embargo, aplicamos una tecnología SSAIL relativamente nueva propuesta en21. La tecnología SSAIL ya se ha aplicado para la metalización de diferentes materiales dieléctricos, incluidos vidrio, cerámica y varios polímeros. En este trabajo, combinamos tecnologías químicas y láser, y demostramos la primera aplicación de este método para la metalización de PTFE con suficiente adherencia y excelentes propiedades electromagnéticas en el rango de THz (ver Métodos).

Las simulaciones numéricas se realizan utilizando un programa personalizado basado en un método de dominio de tiempo de diferencias finitas. Para la simulación de la matriz SRR, se utiliza la celda unitaria que se muestra en la Fig. 1. El pulso gaussiano diferenciado se genera usando una fuente de onda plana de campo total-campo disperso, y el dominio de modelado se trunca por las capas uniaxiales perfectamente adaptadas para introducir la absorción de ondas sin reflexión28. Finalmente, se utiliza el método basado en el algoritmo de Goertzel generalizado para calcular los espectros de transmitancia29.

La capa de PTFE sobre la que se depositan los SRR puede considerarse una guía de ondas dieléctrica. Debido a la difracción de las ondas electromagnéticas en una matriz periódica de SRR (consulte la Fig. 1), los modos de la guía de ondas pueden excitarse en ella. Al reflejarse en los planos frontal y posterior de la muestra, se desplazan en el plano x0y. Para determinarlos hay que utilizar las técnicas descritas en30,31. El haz difractado queda atrapado en una placa dieléctrica cuando cae sobre la interfaz aire-dieléctrico en un ángulo mayor que el ángulo de reflexión interna total θc, donde

Para encontrar los modos que se propagan a través de una placa dieléctrica, se debe resolver una ecuación algebraica que relacione las componentes de onda electromagnética en ambos lados de la interfaz30 o satisfacer la llamada "condición de autoconsistencia" para el haz que se propaga a través del dieléctrico y se refleja desde ambas interfaces31. En ambos casos, la solución debe encontrarse numéricamente. Por lo general, el modo cero en una guía de ondas dieléctrica no tiene una frecuencia crítica, mientras que los modos superiores sí la tienen. Por lo tanto, solo pueden excitarse a una frecuencia superior a la crítica. Dado que, en nuestro caso, los modos en el sustrato dieléctrico son excitados por la difracción de un rayo de un patrón periódico formado en la superficie del dieléctrico, el ángulo θd, para la onda incidente perpendicularmente a la metasuperficie, se puede expresar como

aquí λ es la longitud de onda de los rayos incidentes en las metasuperficies, l = 1, 2, … es el orden de difracción, y Lx denota el período de la matriz de resonadores en la dirección x (ver Fig. 1). En la medida en que el campo externo se dirige en la dirección Ly, consideramos solo los modos TE excitados en el sustrato dieléctrico. Además, del número infinitamente grande de modos posibles que podrían excitarse en la guía de ondas dieléctrica, solo se consideran aquellos cuyo ángulo de incidencia en la interfaz corresponde al ángulo del haz difractado.

En la Fig. 2, presentamos un ejemplo de modos que se pueden excitar en un sustrato de 1000 µm de espesor con una rejilla de período de 1200 µm depositada en su superficie. Las líneas continuas muestran el ángulo de incidencia en la interfaz dieléctrica-aire de los modos de guía de ondas excitados en una placa dieléctrica rodeada de aire. El ángulo de incidencia θ a la frecuencia más baja para cualquier modo es igual al ángulo crítico, que se indica mediante la línea de puntos horizontal en la figura. Las líneas discontinuas muestran los ángulos en los que el haz se desvía por difracción de una estructura periódica depositada en la superficie de la placa. Obviamente, la intersección de las curvas discontinuas y sólidas muestra los modos que se pueden excitar en una placa con una metasuperficie periódica. En este caso particular, los seis modos se pueden excitar. Dos de ellos (m = 0, 1) aparecen debido a la difracción de primer orden y cuatro, a la difracción de segundo orden (m = 0–3). Sus frecuencias y ángulos θ se muestran en la Fig. 2.

Dependencias del ángulo en el que la luz incide en la interfaz dieléctrico-aire, de la frecuencia de una placa dieléctrica en el aire. El espesor de la placa d = 1000 μm, su constante dieléctrica es 2,0 y el período de rejilla Lx = 1200 μm. Las líneas sólidas muestran los modos permitidos en la placa, las líneas discontinuas muestran los ángulos de difracción y la línea punteada indica el ángulo de reflexión interna total. Los puntos de intersección de las líneas continua y punteada muestran modos que se pueden excitar en la placa con una metasuperficie depositada en su superficie, cuya periodicidad es Lx.

Las dependencias de frecuencia calculadas de la transmitancia de los conjuntos de espejos formados en diferentes espesores de un sustrato se muestran en la Fig. 3. Para mayor claridad, las curvas se desplazan en el eje de ordenadas entre sí. Como puede verse en la figura, la resonancia de Fano observada previamente15,16 en matrices formadas sobre un sustrato relativamente delgado, se desplaza hacia las frecuencias más bajas a medida que aumenta el grosor del sustrato. La resonancia plasmónica de primer orden se comporta de manera similar. Sin embargo, a medida que aumenta el grosor del sustrato, en lugar de una resonancia de tipo Fano, dos, y en muestras sobre el sustrato más grueso, se pueden distinguir incluso tres resonancias de Fano claras.

Espectros de transmitancia calculados del metamaterial compuesto por una matriz reflejada de resonadores de anillo dividido en un grosor diferente del sustrato (ε = 2). El espesor del sustrato se indica en la figura. En aras de la claridad, los espectros se desplazan en el eje de ordenadas. La letra n marca el número de modo plasmónico, los diferentes colores corresponden a diferentes números de modo de guía de ondas y la letra l representa el orden de difracción.

Como hemos estudiado las metasuperficies formadas sobre sustratos gruesos, también deberían exhibir resonancias de Fabry-Perot. Sin embargo, debido a la baja permitividad dieléctrica del sustrato, la profundidad de la modulación del ancho de banda provocada por estas resonancias no es grande. Esto se confirma con los resultados computacionales que se muestran en la Fig. 4. Además del espectro calculado para una metasuperficie formada en un sustrato de 1,2 mm de espesor, se muestra la modulación del ancho de banda mediada por resonancia de Fabry-Perot. Es del orden del 10%, y su influencia en la transmitancia de la metasuperficie no es significativa en el rango de frecuencia donde se observan resonancias agudas de Fano.

Espectro de transmitancia de la metasuperficie y franjas del espectro de Fabry-Perot para el sustrato considerado más grueso. La letra n indica el número de modo plasmónico, los diferentes colores corresponden a diferentes modos de guía de onda, los números en un modo de guía de onda de marca de fondo coloreado y la letra l representa el orden de difracción.

A partir de los espectros calculados, que se muestran en la Fig. 3, determinamos la dependencia de la frecuencia de la resonancia Fano y la primera resonancia plasmónica en el espesor del sustrato. Los símbolos en la Fig. 5 muestran estos resultados. Como muestra la Fig. 5, la frecuencia de resonancia plasmónica disminuye con el aumento del grosor del sustrato dieléctrico hasta que el grosor alcanza aproximadamente 100 μm. Un mayor aumento del espesor no influye en la frecuencia plasmónica. Se puede suponer que para d > 100 μm, la permitividad dieléctrica efectiva de la interfaz se puede expresar como el promedio de las permitividades dieléctricas a ambos lados de la interfaz \({\varepsilon }^{*}=(\varepsilon +1) /2,\) donde ε es la permitividad del sustrato dieléctrico, y la unidad corresponde a la permitividad dieléctrica relativa del espacio libre. Considerando la resonancia plasmónica como la resonancia del circuito LC, es claro que al aumentar d estamos cambiando la capacitancia del circuito equivalente, mientras que la inductancia permanece sin cambios. Por lo tanto, formalmente la dependencia de la frecuencia de resonancia plasmónica de ε* se puede expresar \({f}_{pl}=1/\left(2\pi \sqrt{LC}\right)\sim \frac{1}{\ sqrt{{\ varepsilon }^{*}}}\). Teniendo en cuenta que ε = 2, se puede obtener que la frecuencia de resonancia debe disminuir por un factor de 1.225 cuando d aumenta. Sorprendentemente, esto es exactamente lo mismo que la relación obtenida a partir de los resultados de la simulación: fpl(d = 0)/fpl(d > 100 μm) = 82/67 = 1,224.

Dependencias de las frecuencias de resonancia en el espesor del sustrato. Los puntos muestran resultados extraídos del espectro de transmitancia calculado. Los cuadrados corresponden a la primera resonancia plasmónica, y otros puntos muestran frecuencias de resonancia Fano. Las líneas continuas demuestran las frecuencias de los modos de guía de ondas excitados en un sustrato dieléctrico.

Como se ve en la Fig. 5, recopilada a partir de las dependencias espectrales de la transmitancia (ref. a la Fig. 3), las frecuencias de resonancia de Fano demuestran una dependencia mucho más fuerte del grosor del sustrato que la primera resonancia plasmónica. En consecuencia, difícilmente puede explicarse por la variación de la permitividad dieléctrica efectiva. Sin embargo, una matriz periódica de SRR depositados en el dieléctrico conduce a la difracción de la radiación electromagnética, y los rayos difractados que caen sobre el sustrato en un ángulo mayor que el ángulo de reflexión interna total no pueden escapar del sustrato. Así, los modos de guía de ondas se excitan en el dieléctrico, que interactúa con la resonancia plasmónica (n = 3) dando lugar a las resonancias de Fano mencionadas anteriormente.

Considerando únicamente el primer orden de difracción, por ser de interés en el rango de frecuencias hasta 300 GHz, donde se han observado resonancias tipo Fano, se ha calculado la dependencia de las frecuencias excitadas de los modos de guía de ondas cero, primer y segundo orden con el espesor del sustrato Los resultados del cálculo se muestran en la Fig. 5 mediante líneas continuas. Se ve que las frecuencias de resonancia de Fano coinciden bastante bien con las frecuencias del modo de guía de ondas, especialmente cuando aumenta el grosor del sustrato. Este hecho apoya fuertemente la proposición de que múltiples resonancias de Fano aparecen como consecuencia de la interacción de un modo plasmónico amplio con modos de guía de ondas estrechos. Hay alguna discrepancia en las frecuencias de modo calculadas en comparación con los datos obtenidos de los espectros simulados. El punto es que los modos se calculan para una placa dieléctrica, ambos lados de los cuales están rodeados de aire. En la situación actual, un lado de la placa está cubierto por SRR metálicos, lo que provoca la aparición de modos plasmónicos y resonancias tipo Fano en los espectros de transmisión. Obviamente, esto da como resultado un cambio en la fase de la onda reflejada desde la metasuperficie que puede influir en la frecuencia del modo excitado de la guía de ondas32. Es evidente que la diferencia entre los resultados obtenidos de la aproximación modal y de las simulaciones espectrales disminuye con el aumento del espesor del sustrato. Esto sucede ya que el ángulo de incidencia a la interfaz aumenta con el aumento de d y, por lo tanto, el cambio de fase adicional debido a la red metálica tiene una contribución cada vez menor al cambio de fase total acumulado por el haz que viaja a través de la muestra como un modo de guía de onda dieléctrica.

Medimos el espectro de transmitancia de las matrices SRR depositadas en el sustrato de PTFE para confirmar nuestra consideración teórica. El espesor del sustrato es de 1 mm. Se aplica la tecnología SSAIL descrita en Métodos. Los resultados experimentales junto con el espectro calculado se muestran en la Fig. 6. Se ve que se predicen teóricamente tres resonancias de tipo Fano. Las letras a, b y c etiquetan esas resonancias. Sus factores Q calculados difieren significativamente. Muy aguda (a) la resonancia tiene un factor Q de más de 200, mientras que (b) y (c)—aproximadamente 80 y 30, respectivamente. Como se deduce de la figura, la resonancia de Fano más aguda (a) no se distingue experimentalmente. La frecuencia de las resonancias de Fano medidas (b) y (c) coinciden perfectamente con los datos simulados. Sin embargo, las amplitudes de las resonancias son inferiores a las predichas, como suele ocurrir en el dominio de frecuencia de los THz15. Encontramos que las amplitudes de los picos de Fano medidos se dispersan estadísticamente dentro del 10%, debido a su alta sensibilidad a los parámetros de la tecnología de fabricación.

Dependencias medidas y calculadas de transmitancia de SRR reflejado en un sustrato de PTFE de 1 mm de espesor. La letra n denota el número de modo plasmónico, los diferentes colores marcan diferentes modos de guía de ondas, los números en un fondo de color corresponden al modo de guía de ondas y la letra l representa el orden de difracción. Las letras a, b y c denotan resonancias de Fano.

Las resonancias agudas etiquetadas con las letras d, e y f se han predicho teóricamente con factores Q que van desde aproximadamente 300 (d) y (e) hasta 600 (f). Sus frecuencias características corresponden aproximadamente a m = 0, 1 y 3 modos excitados en el sustrato debido a la difracción de segundo orden en una rejilla de período de 1200 µm depositada en la superficie de un sustrato de 1 mm de espesor (consulte la Fig. 2). Las resonancias (d), (e) y (f) aparecen en el espectro de transmisión como mínimos de transmisión en frecuencias en las que se excitan los modos de guía de ondas. Sin embargo, no se resuelven experimentalmente debido a la precisión insuficiente del procesamiento de muestras.

A la vista de los resultados obtenidos, hemos observado por primera vez la aparición de múltiples resonancias de tipo Fano en metasuperficies con resonadores orientados en espejo formados sobre sustratos suficientemente gruesos debido a la interacción de los modos de guía de ondas con el modo plasmónico. El análisis de las corrientes superficiales en resonancia (no se muestra) revela que las razones físicas de la aparición de la resonancia de Fano en el presente artículo son prácticamente las mismas que en nuestro trabajo anterior, donde se ofrecen más detalles sobre el momento dipolar de las corrientes que fluyen en el SRR al máximo de transmisión. y mínimo se puede encontrar15.

Como resultado de la interacción del modo plasmónico (n = 3) con los modos de guía de ondas dieléctricas, las múltiples resonancias de Fano se han predicho teóricamente en una matriz reflejada de resonadores de anillo dividido depositados sobre un sustrato de PTFE grueso. El método SSAIL se ha adaptado para la formación de SRR de alta calidad a partir de cobre sobre un sustrato de PTFE. Las predicciones teóricas se han confirmado experimentalmente en la metasuperficie fabricada con tecnología SSAIL. En comparación con 13,14, donde también se han observado resonancias múltiples, la celda unitaria propuesta de la metasuperficie es mucho más simple en el presente trabajo. Además, el número, la frecuencia y la amplitud de las resonancias de Fano se pueden ajustar cambiando el grosor del sustrato.

En este trabajo se utilizó politetrafluoroetileno (PTFE) como material de sustrato para los SRR.

SSAIL consta de tres pasos principales: modificación de la superficie por rayo láser, activación química de las áreas modificadas sumergiéndolas en una solución especial y deposición química de metal no electrolítico en las partes activadas. En la Fig. 7 se muestra un diagrama general de activación superficial, su metalización y fabricación de SRR.

Diagrama general de la deposición de cobre sobre PTFE usando tecnología SSAIL y fabricación de SRR usando el método estándar de fotoenmascaramiento. Paso 1—tratamiento de superficie con láser de áreas que pretenden ser metalizadas, paso 2—grabado de áreas tratadas con láser, paso 3—activación química de áreas tratadas con láser con catalizador de plata, paso 4—recubrimiento de cobre no electrolítico en un baño alcalino, paso 5—recubrimiento por rotación de fotoprotector, paso 6—fotolitografía de máscara y proceso de revelado, paso 7—grabado de la solución ácida RCA de la estructura de la metasuperficie y enjuague posterior.

El paso de modificación del láser para la deposición selectiva de cobre se realiza utilizando el láser de picosegundos Nd:YVO4 Atlantic (Ekspla). La duración del pulso es de 10 ps, la tasa de repetición es de 400 kHz a 1 MHz y la potencia promedio máxima es de hasta 60 W. Se emplea un selector de pulsos para ajustar un régimen de frecuencia más bajo. La traslación del rayo láser se realiza con un escáner galvanométrico (Scanlab AG). La lente F-theta de 160 mm de distancia focal se usa para enfocar el rayo láser en la superficie del sustrato. El rayo láser se escaneó sobre el área a metalizar mediante sombreado, superposición de líneas paralelas. El tamaño del punto del rayo láser enfocado fue de 25 µm de diámetro (nivel de intensidad gaussiana 1/e2).

Los pasos especialmente adaptados del proceso SAIL para el polímero de PTFE son los siguientes. Después de la escritura con láser, la muestra se sumerge en una mezcla de grabado de fluoropolímero (ARTILABO International BVBA, Bélgica) con tolueno durante 20 a 30 s. A continuación, se utiliza una solución de nitruro de plata altamente diluida (Sigma-Aldrich) para la activación química de las muestras. Además, la deposición de cobre sin electricidad se realiza durante 60 min a 30 °C. El baño de recubrimiento de cobre contiene sulfato de cobre pentahidratado (0,12 M), formaldehído (0,3 M), hidróxido de sodio (1,2 M), carbonato de sodio (0,3 M) y tartrato de sodio y potasio (0,35) (todo Sigma-Aldrich). El pH de la solución es 12,7. Cuando finaliza el proceso de metalización, se forma una capa de cobre de aproximadamente 10 µm de espesor en la superficie de la muestra. Los resonadores en la superficie de PTFE se fabrican mediante fotolitografía convencional y técnicas de grabado húmedo, incluidos los siguientes pasos: en primer lugar, los óxidos de cobre se eliminaron mediante muestras emergentes en una solución de ácido acético al 4 % en volumen y luego se secaron con una pistola de nitrógeno; Se colocaron más muestras en una placa caliente durante 10 min a 120 °C para la eliminación del vapor de agua, después de eso, las muestras se recubrieron por rotación con fotoprotector AZ1518 30 s 1500 RPM, formando una capa de 3 µm, luego se calentaron en una placa caliente durante 4 min a 60 °C usando baja temperatura. para evitar el plegado/doblado del sustrato (SUSS MA/BA6 Gen 4 se usó para la alineación de la máscara), en el siguiente paso, la potencia de la fuente UV se establece en una dosis constante de 100 mJ⁄(cm2), configuración de exposición 100006249 HR-A-IFP (no Filtrar 37%). La máscara se presiona contra la muestra usando el método de contacto al vacío. Durante el paso de alineación de la máscara, la máscara SRR se orienta, por lo que el eje de simetría SRR (Fig. 1) coincide con las marcas de sombreado láser. A continuación, las muestras se lavan en revelador 351B:H2O 1:4 por volumen durante 1 min; El grabado se realiza con una solución de RCA modificada 30:5:1 H2O:HCl:H2O2 por volumen durante aproximadamente 2 minutos, luego se elimina la fotoprotección lavando las muestras en acetona. La limpieza final se realiza lavando las muestras en agua desionizada y secándolas con una pistola de nitrógeno. Los detalles de los procesos se muestran en la Fig. 7. Los resonadores se fabrican en láminas de PTFE de 1 mm de espesor. El tamaño lateral de las muestras investigadas es de 2 × 2 cm2. Las dimensiones de SRR son A = 500 μm, W = G = 50 μm.

La potencia transmitida a través de la estructura se mide utilizando un espectrómetro de terahercios de dominio de frecuencia comercial (Toptica Terascan 780). La onda electromagnética incide perpendicularmente al plano de la muestra. El vector de campo eléctrico está dirigido en la dirección y. Los espectros de transmitancia de campo lejano se obtienen normalizando la potencia transmitida medida a la de referencia, medida en ausencia de la muestra investigada. El paso de frecuencia se mantiene en 0,2 GHz. En el rango de THz, las pérdidas por disipación son insignificantes ya que los metales son conductores casi perfectos33 y el sustrato de PTFE no es absorbente.

Los conjuntos de datos analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Descargar referencias

Este proyecto recibió financiación del Fondo Europeo de Desarrollo Regional (proyecto No. 01.2.2-LMT-K-718-03-0038) en virtud de un acuerdo de subvención con el Consejo de Investigación de Lituania (LMTLT).

Centro de Ciencias Físicas y Tecnología, Savanoriu Ave. 231, 02300, Vilnius, Lituania

Andrius Kamarauskas, Dalius Seliuta, Gediminas Šlekas, Modestas Sadauskas, Evaldas Kvietkauskas, Romualdas Trusovas, Karolis Ratautas & Žilvins Kancleris

Universidad Técnica Vilnius Gediminas, Avenida Sauletekio. 11, 10223, Vilna, Lituania

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AK, DS, RT, KR y Ž.K. escribió el texto principal. G.S. y Ž.K. proporcionó orientación teórica y realizó cálculos teóricos y modelos. AK y DS realizaron mediciones experimentales. Arreglos SRR fabricados por AK. MS realizó una modificación inducida por láser de PTFE. EK realizó el revestimiento de cobre sin electricidad de PTFE modificado con láser. Todos los autores discutieron los resultados y revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Romualdas Trusovas.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Kamarauskas, A., Seliuta, D., Šlekas, G. et al. Demostración experimental de múltiples resonancias de Fano en una matriz reflejada de resonadores de anillo dividido sobre un sustrato grueso. Informe científico 12, 15846 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-20434-x

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Recibido: 04 Agosto 2022

Aceptado: 13 de septiembre de 2022

Publicado: 23 de septiembre de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-20434-x

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