Controle de Polarização Terahertz Completo com Largura de Banda Ampliada via Metasurfaces Dielétricos

Resumo

Demonstramos metassuperfícies dielétricas terahertz com multipolos anisotrópicos dentro da estrutura do princípio de Huygens generalizado, em que a interferência entre esses multipolos atinge um deslocamento de fase gigante com largura de banda ampliada e coeficientes de transmissão elevados. Mais importante, devido ao design anisotrópico, vários atrasos de fase entre π / 2 e 3 π / 2 são obtidos, os quais convertem a onda terahertz polarizada linearmente incidente em luz polarizada circularmente para destros / canhotos, luz polarizada elipticamente e luz polarizada cruzada. Tanto a simulação quanto os resultados experimentais verificam o controle completo da polarização do terahertz com a elipticidade variando de 1 a - 1, o que abre caminho para aplicações relacionadas à polarização de meta-dispositivos terahertz.

Introdução

A polarização representa um dos principais parâmetros que quantificam o estado da onda eletromagnética [1]. Particularmente, o controle de polarização na região de terahertz tem atraído grande interesse de pesquisa devido às aplicações potenciais na tecnologia de terahertz [2, 3]. No entanto, a onda terahertz gerada a partir da maioria das fontes terahertz é linearmente polarizada [4], o que não pode cumprir o requisito em sistemas terahertz polarimétricos complexos. As abordagens convencionais para manipular a polarização da onda terahertz envolvem materiais birrefringentes, que inerentemente sofrem de muitas desvantagens, incluindo tamanho volumoso e operação de banda estreita. Essas desvantagens impedem que esses dispositivos sejam integrados em sistemas fotônicos terahertz compactos e de banda larga modernos.

Nos últimos anos, metassuperfícies, que são arranjos de antenas artificialmente projetados, permitem uma abordagem eficiente para moldar a polarização da onda terahertz [5, 6]. Várias metassuperfícies metálicas foram propostas para realizar o controle de polarização. Os projetos propostos são normalmente baseados em metassuperfícies anisotrópicas [7], metassuperfícies quirais [8] e metassuperfícies multicamadas [9, 10]. Meios ativos, como materiais de mudança de fase [11], semicondutores [8], materiais bidimensionais [12, 13], cristais líquidos [14] e supercondutores [15], foram integrados em metassuperfícies para estender as funcionalidades. As metassuperfícies metálicas ativas e multicamadas podem aprimorar ainda mais o desempenho do controle de polarização com o sacrifício de altas perdas e processos de fabricação complexos. Recentemente, metassuperfícies dielétricas, compostas por antenas dielétricas, fornecem uma nova abordagem para o controle de ondas eletromagnéticas [16]. Assistidas pela interferência entre as ressonâncias Mie elétrica e magnética, as metassuperfícies dielétricas são capazes de realizar 2 π controle de fase com alta eficiência [17]. Grandes esforços têm sido comprometidos para melhorar o desempenho de metassuperfícies dielétricas para controle de polarização em terahertz [18, 19]. No entanto, a maioria dos trabalhos relatados anteriormente são baseados em ressonâncias dipolo elétricas e magnéticas, que apresentaram desempenho limitado, como faixas de controle de atraso de fase limitadas e, em princípio, operação em frequência única [17], e, portanto, impediram a manipulação completa da polarização da onda terahertz com alto desempenho.

Aqui, propomos metassuperfícies dielétricas com multipolos, que elevam muito a dispersão de fase com o deslocamento de fase de até 4 π e realizar atraso de fase gigante, largura de banda ampliada e alta eficiência, permitindo o controle completo da polarização terahertz. Composta por arranjos elípticos de pilares de silício, as metassuperfícies propostas são capazes de suportar diferentes multipolares elétricos e magnéticos. Sobrepondo essas multipolares, transmissão quase perfeita em largura de banda ampliada e até 4 π a mudança de fase pode ser alcançada utilizando o princípio de Huygens generalizado [20, 21]. Devido à anisotropia dos pilares de silício, a superposição de multipolares pode ser alterada de forma independente ao longo dos eixos curto e longo dos pilares elípticos. Assim, o atraso de fase gigante em uma banda larga é alcançável em tais metassuperfícies dielétricas, que mostram um desempenho superior em comparação com outros projetos metálicos e dielétricos (consulte o arquivo adicional 1:Fig. S1). Uma vez que nossos projetos propostos podem atingir o controle de polarização completo dentro de uma estrutura de projeto simples, os meta-átomos podem ser arranjados artificialmente para variar espacialmente o grau de polarização e gerar feixes terahertz complexos, como campos vetoriais de elipticidade [22].

Design e simulação

A onda eletromagnética espalhada por uma antena dielétrica pode ser decomposta em multipolares com diferentes simetrias [23]. Quando a antena dielétrica é organizada em arranjos em metassuperfícies, o campo espalhado \ (\ overline {E} \) pode ser expresso como a soma de um componente simétrico \ (\ overline {E} _ {s} \) e um anti- componente simétrico \ (\ overline {E} _ {as} \). Assim, a transmissão e reflexão das metassuperfícies ao longo da direção de propagação da onda \ (\ hat {z} \) podem ser geralmente derivadas como [21, 24, 25]:
$$ T =\ left | {1 + \ overline {E} _ {s} (\ hat {z}) + \ overline {E} _ {as} (\ hat {z})} \ right | ^ {2}, $$ (1) $$ R =\ left | {\ overline {E} _ {s} (- \ hat {z}) + \ overline {E} _ {as} (- \ hat {z})} \ right | ^ {2}, $$ (2)
onde a amplitude da onda incidente é definida como 1. A fim de realizar alta transmissão e reflexão desprezível, \ (\ overline {E} _ {s} (- \ hat {z}) \) e \ (\ overline {E } _ {as} (- \ hat {z}) \) na direção para trás deve ter as mesmas amplitudes, mas fases opostas. Particularmente, quando a antena dielétrica suporta dois multipolos, como uma ressonância simétrica (por exemplo, dipolo elétrico) e uma ressonância anti-simétrica (por exemplo, dipolo magnético), sua superposição pode satisfazer o requisito de interferência destrutiva. A interferência destrutiva leva à reflexão zero quando esses dois modos dipolares possuem a mesma frequência de ressonância com a mesma amplitude e fator de qualidade, o que foi proposto nas metassuperfícies de Huygens [17]. No entanto, tal interferência destrutiva ocorre apenas em uma banda estreita, o que fundamentalmente impõe restrições à realização de dispositivos de banda larga. Para ampliar a largura de banda operacional, os campos dispersos \ (\ overline {E} _ {s} \) e \ (\ overline {E} _ {as} \) devem incluir as contribuições de outras multipolares de alta ordem, onde a transmissão resultante é um equilíbrio de interferência multipolar entre essas multipolares. Este cenário se assemelha ao conceito de condição de Kerker generalizada com interferência multipolar [26,27,28].

Para cobrir totalmente todos os estados de polarização, incluindo polarização circular direita / esquerda, polarização elíptica e polarização linear, o atraso de fase deve cobrir de 90 ° a 270 °, o que corresponde à elipticidade variando de 1 a -1. Assim, propomos Metassuperfícies dielétricas anisotrópicas compostas por arranjos de pilares de silício elípticos, como mostrado na Fig. 1a. Na região do terahertz, o silício intrínseco é adotado para eliminar as perdas por absorção. Conforme indicado na Fig. 1a, a luz incidente polarizada linearmente pode ser convertida em luz polarizada circularmente, luz polarizada elipticamente e luz polarizada cruzada, quando a interferência multipolar mantém combinações diferentes em relação a tamanhos de geometria diferentes. A Figura 1b mostra os parâmetros da célula unitária. Os comprimentos dos eixos curto e longo do pilar elíptico são a e b , respectivamente. A altura do pilar é h . As periodicidades da célula unitária ao longo dos eixos curto e longo são P _x e P _y , respectivamente. A Figura 1c mostra a imagem do microscópio eletrônico de varredura (SEM) de arranjos de pilares de silício típicos, que serão discutidos na seção de métodos.

a Esquema das metassuperfícies dielétricas, que realizam o controle total de polarização. b Célula unitária das metassuperfícies dielétricas. c Imagem SEM de arranjos de pilares de silício típicos em uma visão inclinada com uma imagem ampliada

Para realizar o controle de polarização de terahertz completo nas metassuperfícies dielétricas propostas, simulação numérica é realizada para otimizar as dimensões das metassuperfícies dielétricas, que atendem simultaneamente ao requisito de variação de atraso de fase de 90 ° a 270 ° com alta transmissão e largura de banda alargada. Entre 90 ° e 270 °, um tamanho de etapa de 45 ° é escolhido para demonstrar diferentes esquemas de controle de polarização. Aqui, nomeamos diferentes projetos em relação aos seus atrasos de fase, que são definidos como P90, P135, P180, P225 e P270, respectivamente. Realizamos a simulação numérica no software de simulação comercial CST microondas studio. Na simulação, o silício é tratado como um dielétrico sem perdas com ε _Si =11,7 na região de terahertz. O substrato é modelado como um dielétrico sem perdas com ε _sub =4,5. Condições de limite periódicas são aplicadas ao longo de x - e y -eixos. A onda Terahertz é irradiada nos pilares na direção z com condição de contorno de espaço aberto adicional. No verso do substrato, uma condição de contorno aberto é adotada para simular um substrato semi-infinito. A Figura 2a mostra a transmissão simulada e os atrasos de fase de cinco metassuperfícies diferentes. Os parâmetros detalhados de todas as metasuperfícies são apresentados no arquivo adicional 1:Tabela S1. Observa-se que todas as metassuperfícies manifestam altos coeficientes de transmissão para ambos x - e y -incidências polarizadas de 1,2 a 1,3 THz, enquanto os atrasos de fase variam de 90 °, 135 °, 180 °, 225 ° a 270 °, respectivamente. Os coeficientes de transmissão iguais com atraso de fase de 90 ° indicam que a luz incidente pode ser convertida em uma luz polarizada circularmente (LCP) canhota. Da mesma forma, os atrasos de fase de 135 °, 180 °, 225 ° e 270 ° são obtidos com a polarização da luz de saída cobrindo a polarização elíptica, cruzada e circular destra. Assim, o controle completo da polarização da onda terahertz é realizado nas metassuperfícies dielétricas propostas, que apresentam desempenho superior em comparação com os meta-dispositivos com larguras de banda limitadas, baixa eficiência e cobertura limitada de atrasos de fase [18, 29].

a Simulado e b coeficientes de transmissão medidos experimentalmente e atrasos de fase das metassuperfícies dielétricas para os projetos de P90, P135, P180, P225 e P270, respectivamente

Resultados e discussão

Para validar o desempenho do controle de polarização, os arranjos de pilares de silício foram fabricados e caracterizados em um espectroscópio terahertz no domínio do tempo (THz-TDS). O processo de fabricação pode ser encontrado na seção Métodos. Um vidro de borosilicato fino (BF33, espessura de 300 μm) é escolhido como substrato. A imagem SEM de uma amostra típica para o projeto com retardo de fase de 270 ° é apresentada na Fig. 1c em uma vista inclinada com uma imagem ampliada como inserção. Para caracterizar o desempenho das metassuperfícies, os campos elétricos da onda terahertz transmitida ao longo dos eixos curto e longo dos pilares de silício foram denotados como \ (\ overline {E} _ {x} \) e \ (\ overline {E} _ {y} \). Um substrato de vidro nu foi medido como uma referência com os campos elétricos transmitidos correspondentes de \ (\ overline {E} _ {x ({\ rm ref})} \) e \ (\ overline {E} _ {y ({\ rm ref})} \). Os coeficientes de transmissão foram expressos como \ (\ overline {t} _ {x} =\ overline {E} _ {x} / \ overline {E} _ {x ({\ rm ref})} \) e \ (\ overline {t} _ {y} =\ overline {E} _ {y} / \ overline {E} _ {y ({\ rm ref})} \). O atraso de fase entre duas polarizações ortogonais foi calculado e denotado como \ (\ varphi =\ varphi_ {y} - \ varphi_ {x} =\ arg (\ overline {t} _ {y}) - \ arg (\ overline {t } _ {x}) \). Os detalhes do sistema de medição podem ser encontrados na seção Métodos.

Os coeficientes de transmissão medidos e atrasos de fase das metassuperfícies dielétricas são mostrados na Fig. 2b. Como pode ser visto, coeficientes de transmissão elevados dentro das faixas de frequência projetadas são obtidos para os casos de P90, P135, P180, P225 e P270, com os atrasos de fase correspondentes próximos a 90 °, 135 °, 180 °, 225 ° e 270 ° , respectivamente. Pode-se observar uma pequena discrepância entre os resultados simulados e medidos, que pode ser decorrente da flutuação do tamanho durante o processo de fabricação. A rugosidade da superfície das metassuperfícies pode ser outro problema que traz perdas extras e diminui os coeficientes de transmissão [30]. Além disso, é importante notar que os efeitos do substrato, incluindo perdas e reflexos, são discutidos em detalhes no arquivo Adicional (ver Arquivo Adicional 1:Fig. S2). Mesmo assim, as tendências de variação semelhantes entre os resultados medidos e simulados validam o desempenho das metassuperfícies dielétricas para o controle de polarização.

A fim de investigar completamente o desempenho da conversão de polarização nas metassuperfícies, a elipticidade da onda transmitida foi calculada, que é definida como:
$$ \ chi =S_ {3} / S_ {0}, $$ (3)
onde S ₀ e S ₃ são os parâmetros de Stokes que podem ser calculados diretamente com base nos coeficientes de transmissão e atrasos de fase [29]. Conforme mostrado na Fig. 3, os resultados da simulação apresentam uma cobertura completa da elipticidade de 1 a -1. Geralmente, o desempenho da conversão de polarização próximo a 1,2-1,3 THz mostra tendências de variação semelhantes para os resultados de simulação e experimentais. Algumas discrepâncias ocorrem em torno de 1,4 THz, que podem ter origem em dois aspectos. Em primeiro lugar, na simulação, o substrato é tratado como um material sem perdas com espessura infinita, enquanto nos experimentos, o substrato possui perdas óbvias com uma espessura de 300 μm. Essas perdas amorteceriam o alto- Q ressonâncias (MD a 1,4 THz, por exemplo) e achatar os espectros de transmissão. Em segundo lugar, os parâmetros geométricos dos ressonadores em experimentos são variados em comparação com aqueles definidos na simulação. Um exemplo típico é a largura do pilar que varia gradualmente em diferentes alturas, o que é atribuído ao processo de corrosão iônica reativa profunda na fabricação. Essas variações de parâmetros geométricos ampliariam as multipolares e aumentariam sua sobreposição e, portanto, o alto Q individual ressonâncias deterioram devido à sobreposição e interferência. Em resumo, o efeito do substrato e a variação do parâmetro de geometria em experimentos coletivamente resultam em discrepâncias em comparação com aqueles na simulação em torno de 1,4 THz. Tais discrepâncias podem ser ainda minimizadas escolhendo substratos de baixa perda (por exemplo, quartzo, poliimida, SU8) com pequena espessura e otimizando o processo de fabricação em relação aos parâmetros simulados. É também notado que as frequências operacionais foram geralmente projetadas para estar em frequências fora de ressonância, portanto, fracamente afetadas pela deterioração de alto- Q ressonância.

a Simulado e b elipticidade medida experimental de diferentes metassuperfícies dielétricas

Para ilustrar a interferência multipolar nas metassuperfícies dielétricas, as seções de choque de espalhamento (SCSs) de diferentes multipolos são calculadas por decomposição multipolar esférica em relação a duas direções de polarização ortogonal [19, 24]. Os detalhes da decomposição multipolo podem ser encontrados na seção Métodos. A Figura 4 mostra os SCSs calculados de diferentes metassuperfícies dielétricas sob x - e y -incidências polarizadas. Primeiro para P90, a ressonância dipolo magnética (MD) contribui para o SCS geral em 1,4 THz sob x -incidência polarizada, enquanto abaixo de y -luz polarizada ocorre principalmente em 1,18 THz. Na região de frequência mais alta em torno de 1,42 THz, os componentes do dipolo elétrico (ED), quadrupolo elétrico (EQ) e quadrupolo magnético (MQ) mostram contribuições óbvias para os SCSs sob y -luz polarizada. Ao comparar os SCSs em x - e y - incidências polarizadas, em sua região sobreposta entre 1,2 e 1,3 THz, as condições fora de ressonância garantem altos coeficientes de transmissão, enquanto a interferência entre diferentes multipolares eleva diferentes curvas de dispersão de fase para duas direções de polarização ortogonal. Com um equilíbrio adequado entre as multipolares de diferença, um certo atraso de fase com altos coeficientes de transmissão e larguras de banda ampliadas pode ser alcançado, o que em nosso caso corresponde ao atraso de fase de 90 °. Para os casos de P135, P180 e P225, as contribuições de ED, MD, EQ e MQ apresentam tendência de variação semelhante ao caso de P90 com mudança sutil das frequências de ressonância e sobreposição de modo, o que demonstra claramente a funcionalidade da interferência multipolar para o controle de polarização. Pelo contrário, para o caso de P270, o atraso de fase de 270 ° requer uma dispersão de fase gigante com alta transmissão em banda larga, o que dificilmente pode ser realizado através da condição de ressonância off. Para resolver esse problema, projetamos a condição de in-ressonância para o caso P270. Abaixo de x -incidência polarizada, os modos de ressonância de ED, MD e MQ mostram contribuições óbvias para os SCSs entre 1,2 e 1,3 THz. Sob y - incidência polarizada, a ressonância MD domina em 1,39 THz. Assim, os efeitos de interferência multipolar levam a uma alta transmissão em uma banda larga com retardo de fase de 270 °.

Decomposição multipolar dos SCSs para as ressonâncias ED, MD, EQ e MQ sob a x - e b y -incidências polarizadas

Comparado com outros projetos existentes, nosso projeto proposto permite uma plataforma de camada única para controle completo de polarização terahertz. Mais importante, o atraso de fase de nosso projeto pode ser alterado de 90 ° a 270 °, cobrindo diferentes estados de polarização, incluindo polarização circular, polarização elíptica e polarização linear cruzada, que é um desafio de ser alcançado em outros projetos existentes (Tabela 1) . Enquanto isso, a largura de banda e a eficiência de nosso projeto podem superar outros projetos existentes de camada única. Deve-se notar que embora os projetos multicamadas apresentem melhor desempenho em comparação com o nosso projeto, essas metaestruturas multicamadas requerem processos complexos de projeto e fabricação, que restringem suas aplicações em sistemas ópticos compactos de terahertz. Além disso, nossos projetos realizam diferentes conversões de polarização, enquanto a maioria dos projetos de multicamadas atinge atrasos de fase limitados com função de conversão de polarização única.

Conclusões

Em resumo, propusemos e demonstramos experimentalmente o controle completo da polarização de terahertz com largura de banda ampliada e alta eficiência por meio de todas as metassuperfícies dielétricas. Composto por matrizes elípticas de pilar de silício, as metassuperfícies propostas realizam coeficientes de transmissão iguais e altos ao longo do x - e y -eixos, enquanto seu atraso de fase pode ser continuamente sintonizado de 90 ° a 270 ° com um tamanho de passo de 45 °. A elipticidade correspondente muda de 1 para -1, indicando uma cobertura total de luz polarizada diferente, incluindo luz LCP, luz elipticamente polarizada, luz polarizada cruzada e luz RCP. Além disso, os resultados da decomposição multipolar verificam diferentes contribuições de multipolares para o controle de polarização. Essas metassuperfícies dielétricas assistidas por interferência multipolar prometem uma estratégia exótica para a implementação de dispositivos de controle de polarização funcional terahertz de alto desempenho.

Métodos

A fabricação das metassuperfícies dielétricas envolve fotolitografia padrão e corrosão iônica reativa profunda. Primeiramente, um wafer de silício intrínseco com espessura de 500 μm foi colado em um wafer de vidro (BF33, espessura de 300 μm) por meio de ligação anódica. A resistividade do wafer de silício está além de 5.000 Ω · cm para eliminar a perda de absorção no silício na região de terahertz. O wafer de silício foi diluído para uma espessura de 180 μm. Em seguida, o wafer foi limpo com acetona e wafer desionizado por 30 min. Em seguida, o fotorresiste AZ4620 foi revestido por rotação no wafer, seguido de cozimento suave a 100 ° C por 10 min. Após o spin-coating, as matrizes elípticas foram padronizadas no fotorresiste por fotolitografia (MA6) com um tempo de exposição de 40 s, seguido de revelação de fotoresiste no revelador por 3 min. Em seguida, um processo de cozimento duro foi realizado a 110 ° C por 5 min. A próxima etapa foi a corrosão de silício por corrosão iônica reativa profunda por 56 min. Na última, o fotorresiste remanescente foi limpo com acetona, isopropanol e água deionizada.

As metassuperfícies dielétricas foram caracterizadas no THz-TDS. Nesse sistema, a onda terahertz era gerada a partir de um emissor de terahertz spintrônico caseiro, que era bombeado por um laser de pulso de 100 fs a 800 nm com uma taxa de repetição de 80 MHz. Em seguida, a onda terahertz emitida foi colimada e focalizada por quatro espelhos parabólicos fora do eixo. A amostra medida foi posicionada no ponto onde a onda terahertz foi focalizada com um feixe de diâmetro de cerca de 3 mm. Para caracterizar completamente o estado de polarização da onda terahertz, dois polarizadores terahertz foram colocados antes e depois da amostra para controlar a polarização. No último, a onda terahertz foi detectada pela técnica de amostragem eletro-óptica, onde um cristal eletro-óptico de ZnTe (110) de 1 mm de espessura foi utilizado para a detecção. O laser da sonda é do mesmo sistema de laser para geração de terahertz com uma potência da sonda de 20 mW. A caracterização foi realizada em temperatura ambiente em ambiente de nitrogênio gasoso para remoção de absorção de água na região de terahertz.

A decomposição multipolar foi realizada por meio do código Matlab desenvolvido internamente. Em primeiro lugar, a distribuição do campo elétrico \ (\ overline {\ user2 {E}} _ {{{\ mathbf {inter}}}} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ right) \) dentro do o pilar elíptico de silício foi extraído dos resultados simulados numéricos. Então, a densidade de corrente \ (\ overline {\ user2 {J}} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ right) \) no pilar de silício foi derivada como \ (\ overline {\ user2 { J}} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ right) =- i \ omega \ left [{\ overline {\ varepsilon} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ direita) - \ varepsilon_ {0}} \ right] \ overline {\ user2 {E}} _ {{{\ mathbf {inter}}}} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ right) \), onde ω é a frequência angular, ε ₀ é a permissividade do vácuo. Em seguida, diferentes momentos multipolares atuais podem ser decompostos como:
$$ \ overline {\ user2 {M}} ^ {\ left (l \ right)} =\ frac {{\ text {i}}} {{\ left ({l - 1} \ right)! \ omega} } \ smallint \ overline {\ user2 {J}} \ left ({\ hat {\ user2 {r}}} \ right) \ underbrace {{{\ varvec {rr}} \ ldots {\ varvec {r}}} } _ {{l - 1 {\ text {termos}}}} {\ text {d}} ^ {3} {\ varvec {r}}, $$ (4)
onde l é a ordem de diferentes momentos e \ (\ overline {\ user2 {M}} ^ {\ left (l \ right)} \) é um tensor de posto l [19, 24]. Calculamos os momentos multipolares de corrente de primeira e segunda ordem, que correspondem aos momentos dipolo e quadrupolo. Outros momentos de alta ordem não são levados em consideração, pois geralmente são muito fracos e fazem contribuições insignificantes para os campos dispersos gerais. Com base nos momentos multipolares atuais de primeira e segunda ordem, os coeficientes multipolares \ (a_ {E} \ left (l \ right) \) e \ (a_ {M} \ left (l \ right) \) podem ser obtidos diretamente . Assim, as seções transversais de espalhamento dos modos multipolares podem ser calculadas usando as seguintes equações,
$$ C_ {s} =\ frac {\ pi} {{k ^ {2}}} \ mathop \ sum \ limits_ {l =1} ^ {\ infty} \ left ({2l + 1} \ right) \ esquerda [{\ esquerda | {a_ {E} \ left (l \ right)} \ right | ^ {2} + \ left | {a_ {M} \ esquerda (l \ direita)} \ direita | ^ {2}} \ direita], $$ (5)
onde k é o número da onda.

Disponibilidade de dados e materiais

Os conjuntos de dados usados e / ou analisados durante o estudo atual estão disponíveis junto ao autor correspondente, mediante solicitação razoável.

Abreviações

SEM:: Microscópio eletrônico de varredura
LCP:: Canhoto polarizado circularmente
RCP:: Polarizado circularmente destro
SCS:: Seção transversal de dispersão
MD:: Dipolo magnético
ED:: Dipolo elétrico
EQ:: Quadrupolo elétrico
MQ:: Quadrupolo magnético
THz-TDS:: Espectroscópio de domínio de tempo Terahertz

Metassuperfície de gradiente de fase totalmente dielétrica executando transmissão anômala de alta eficiência na região do infravermelho próximo Nanomaterial inteligente e nanocompósito com atividades agroquímicas avançadas

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias